Szupernóva-Robbanások Asztrofizikája

dc_1213_16

Magyar Tudományos Akadémia Csillagászati és Földtudományi Kutatóközpont Konkoly Thege Miklós Csillagászati Intézet

Szupernóva-robbanások asztroﬁzikája

MTA doktori értekezés

Dr. Vinkó József okleveles ﬁzikus a ﬁzika tudomány kandidátusa

Budapest, 2017

Tartalomjegyzék

1. Bevezetés 3

2. A szupernóvák megﬁgyelheto˝ tulajdonságai 6 2.1. Történelmiszupernóva-észlelések ...... 6 2.2. Szupernóva-keresomegﬁgyelésiprogramok˝ ...... 7 2.3. Magyarfelfedezés˝uszupernóvák ...... 9 2.4. A szupernóvák alapvetotípusai...... ˝ 12 2.4.1. Spektroszkópiai jellemzok...... ˝ 12 2.4.2. Fotometriai jellemzok˝ ...... 17 2.5. A szupernóvák gyakorisága térben és idoben...... ˝ 19

3. Elméleti asztroﬁzikai háttér 23 3.1. Kollapszárszupernóvák...... 23 3.1.1. Nagy tömeg˝ucsillagok fejlodése...... ˝ 23 3.1.2. AFe-magösszeomlása...... 26 3.1.3. Alökéshullámfelbukkanása ...... 27 3.1.4. Afotoszferikusfázis ...... 28 3.1.5. Anebulárisfázis ...... 31 3.1.6. Kölcsönhatásacsillagkörülianyaggal ...... 33 3.2. Termonukleáris(Ia)szupernóvák ...... 35 3.2.1. Lehetséges szüloobjektumok...... ˝ 35 3.2.2. A fénygörbe jellemzoi˝ ...... 37 3.2.3. A spektrum jellemzoi˝ és idofüggése˝ ...... 38

4. Különleges szupernóvák 41 4.1. Szupernóva-imposztorok ...... 41 4.2. PekuliárisIaszupernóvák...... 43 4.3. Szuperfényesszupernóvák ...... 45

Tartalomjegyzék

5. Vizsgálati módszerek 48 5.1. Fotometriaimérések ...... 48 5.1.1. Optikaitartomány ...... 49 5.1.2. Nemoptikaitartomány ...... 51 5.2. Spektroszkópiaimérések ...... 52 5.2.1. Optikaitartomány ...... 52 5.2.2. Nemoptikaitartomány ...... 53 5.3. Afényváltozáselméletimodellezése ...... 55 5.4. Spektrummodellezés ...... 57 5.4.1. Kémiaianalízis...... 59 5.4.2. Sebességmérés ...... 61

6. Távolságmérés szupernóvákkal 64 6.1. Tágulófotoszféramódszer ...... 64 6.2. Standardgyertyamódszer...... 66 6.3. TávolságmérésIa-szupernóvákkal ...... 67 6.3.1. APhillips-reláció...... 67 6.3.2. MLCSésSALTmódszerek ...... 68

7. Eredmények – kollapszár szupernóvák 71 7.1. Távolságmérés ...... 73 7.2. Fizikaiparaméterekmeghatározása...... 75 7.3. Szüloobjektumok˝ ...... 83

8. Eredmények – Ia típusú szupernóvák 90 8.1. KözeliIa-szupernóváktávolságmérése ...... 90 8.2. Spektrummodellezés,kémiaianalízis...... 94 8.3. Nagy sebességre utaló Ca- és Si-vonalak korai Ia spektrumokban...... 98 8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝ ...... 101

9. Eredmények – különleges szupernóvák 108 9.1. Szupernóva-imposztorok ...... 108 9.2. Pekuliárisszupernóvák ...... 114 9.3. Szuperfényesszupernóvák ...... 118 9.4. "Dougie" ...... 126

10. Kitekintés 137

1. fejezet

Bevezetés

A szupernóva-robbanások az Univerzum leglátványosabb jelenségei közé tartoznak. Az ido-˝ rol˝ idore˝ véletlenszer˝uen felt˝uno,˝ kezdetben fényes, majd lassan elhalványuló "vendégcsillagok" már több mint ezer éve vonzzák az égboltot rendszeresen vizsgáló észlelok˝ figyelmét. Az i. sz. 1000 körüli, távol-keleti csillagászok által dokumentált eseményeket követoen˝ Európából elsoként˝ 1572-ben Tycho Brahe, majd röviddel utána 1604-ben Johannes Kepler figyelt meg "vendégcsilla- got". Az Európában "Nova Stella"-nak elnevezett égi jelenségrol˝ viszont csak jóval késobb,˝ a 20. század elején derült ki, hogy ezek valójában felrobbanó csillagok. Walter Baade és Fritz Zwic- ky mutatta ki elsoként,˝ hogy az általuk "szuper-nóvának" elnevezett objektumok sokkal kevésbé gyakoriak, viszont jóval fényesebbek a Tejútrendszerben és a közeli Androméda-galaxisban (M31) rendszeresen megfigyelheto˝ "közönséges nóvák"-nál (Baade & Zwicky, 1934). Az ezt követo,˝ sok évtizeden keresztül folytatott részletes vizsgálatok tárták fel, hogy a szuper- nóvák nemcsak bizonyos csillagok életét látványosan lezáró kozmikus katasztrófák, hanem kulcs- fontosságú objektumok mind az Univerzum fejlodése,˝ mind annak megismerése szempontjából. A szupernóva-robbanások valószín˝uleg jelentos˝ szerepet játszanak a galaxisok intersztelláris anyagá- nak, különösen annak porkomponensének létrehozásában (lásd pl. Szalai, 2013). Ez a folyamat különösen fontos lehetett a korai Univerzum csillagontó galaxisaiban megfigyelheto˝ nagy mennyi- ség˝upor létrejöttében. A különbözo˝ csillagpopulációk eltéro˝ fémtartalmának megjelenése, a fémek egyre gyakoribbá válása az egyre újabb csillaggenerációkban szintén a szupernóvák számlájára ír- ható: sok vasnál nehezebb elem (így pl. a Földön relatíve nagy mennyiségben található arany) szinte bizonyosan szupernóva-robbanás során keletkezett. A csillagok belsejében keletkezo˝ nehéz elemek jelentos˝ része a szupernóva-robbanás során kerül a csillagközi térbe. Hosszasan lehetne még sorolni hasonlóan érdekes és fontos asztrofizikai folyamatokat. Végül, de nem utolsósorban, a szupernóvák rendkívül hatékonyan használhatók távolságmérési eljárásokra, így alapveto˝ szerepet játszanak az Univerzum szerkezetének és fejlodésének˝ megismerésében. Az Ia típusú szupernóvák távolságmérése vezetett elsoként˝ az Univerzum gyorsuló tágulásának és a sötét energia létének felfedezésére (Riess et al. 1998; Perlmutter et al. 1999), melyet 2011-ben fizikai Nobel-díjjal ismertek el.

A szupernóvák kutatása a magyar csillagászatban is az egyik legnagyobb nemzetközi visszhangot kiváltó területté vált a 20. század második felében (részletesebben lásd a 2.1. alfejezetben). Ezt több évtizeden keresztül az MTA Csillagászati Kutatóintézet Piszkéstetoi˝ Obszervatóriumá- ban m˝uködo˝ Schmidt-távcso˝ kapacitásait kihasználó észlelo-felfedez˝ o˝ program képviselte, melyet foként˝ Lovas Miklós végzett. Az ezredforduló körül végbement kutatói generációváltást, valamint m˝uszertechnikai fejlodést˝ követoen˝ ezek a kutatások új lendületet vettek: immár nemcsak az új objektumok felfedezésére, hanem azok részletes fotometriai és spektroszkópiai vizsgálatára is lehetoség˝ nyílt. A szupernóvák kutatásával körülbelül ez ido˝ tájt kezdtem el foglalkozni. Korábban, 1989 és 1994 között, MTA TMB-ösztöndíjasként a változócsillagokat tanulmányoztam. 1994-ben, 29 éve- sen lettem a fizika tudomány kandidátusa a "Kettos˝ rendszerben található változócsillagok vizs- gálata" cím˝uértekezésemmel (témavezetom˝ Dr. Szabados László az MTA CSKI tudományos tanácsadója volt), amivel akkoriban rövid ideig az MTA Köztestületének legfiatalabb tagja vol- tam a fizikusok között. Az ezt követo˝ években tudományos munkám fókusza egyre inkább az optikai spektroszkópiai módszerek csillagászati alkalmazásának irányába tolódott el. Mivel ez a terület igen m˝uszerigényes, és az ehhez szükséges nagyméret˝utávcsövek és spektrográfok akkoriban kizárólag külföldi (foként˝ tengerentúli) obszervatóriumok rendelkezésére álltak, a méréseimet a külföldi kapcsolataimnak köszönhetoen˝ a David Dunlap Obszervatóriumban (Richmond Hill, Kanada) és a Dominion Asztrofizikai Obszervatóriumban (Victoria, Kanada) végeztem. Ezekbol˝ a munkáimból (cefeidák, fedési kettosök˝ és más változócsillagok spektroszkópiája) számos pub- likáció született, melyeket azonban a jelen dolgozat keretében nem tárgyalok. Mindennek oka lényegében egy véletlennek köszönheto:˝ 1998-ban a DDO-ban végzett méréseim során kaptam a kanadai kollégáktól egy fényes szupernóváról készült nyers spektrumot, azzal, hogy hátha én tu- dok vele valamit kezdeni, mert ok˝ nem boldogulnak vele. Ez az SN 1998aq1, egy közeli, fényes Ia-típusú szupernóva elég nagy (R 10000) felbontású és jó jel/zaj viszonyú spektruma volt, ami ∼ akkoriban még nem volt gyakori az irodalomban. Ezen munka során éreztem eloször,˝ hogy ráta- láltam arra a szakterületre, ami kezdettol˝ fogva a csillagászat irányába vonzott. Az a lelkesedés, ami akkortájt eltöltött, az azóta eltelt majdnem 20 év alatt sem csökkent. Értekezésem elso˝ felében igyekszem átfogó, a fontos szakmai részekre fókuszáló bepillantást nyújtani a szupernóvákról szóló jelenlegi általános ismeretekbe. A megfigyelési bizonyítékokat és az elméleti hipotéziseket taglaló fejezetek után ismertetem azon mérési és adatfeldolgozási mód- szereket, melyeket a saját munkám során én is felhasználtam. Az értekezés második fele szól a több mint 15 év alatt elért saját eredményeimrol.˝ Természetesen itt is, mint gyakran máskor a természet- tudományban, ezek legtöbbször csapatmunka eredményei, amit a cikkek szerzoinek˝ hosszú listája is illusztrál. Annak érdekében, hogy amennyire lehet, világossá tegyem, hogy pontosan mi volt

1A szupernóvák jelölésére a Nemzetközi Csillagászati Unió (IAU) a "SN" bet˝ukombináció után a felfedezés évét, valamint bet˝ukombinációkat használ, az "A" bet˝utol˝ kezdod˝ oen.˝ Amennyiben az abc végetér, kettos˝ bet˝ukkel folyta- tódik a sor (aa, ab, ...). 2016-tól kezdve a kettos˝ bet˝uk helyett hármas bet˝ukombinációt használnak.

az én hozzájárulásom az eredményekhez, az általam elvégzett, saját munkáról szóló mondatokat egyes szám elso˝ személyben írom, míg a másokhoz is kötod˝ o,˝ csapatmunkában elért eredményeket többes szám elso˝ személyben írt mondatokkal mutatom be.

2. fejezet

A szupernóvák megﬁgyelheto˝ tulajdonságai

2.1. Történelmi szupernóva-észlelések

A távcsöves megfigyelések elotti˝ korszakok szabadszemes észleloi˝ a Tejútrendszerben felrob- banó szupernóvákat figyelhették meg "vendégcsillag"-ként. A legelso˝ bizonyosnak mondható írá- sos feljegyzés i. sz. 185-bol˝ származik az ókori Kínából, míg a legutóbbi tejútrendszerbeli szu- pernóvát Johannes Kepler tanulmányozta 1604-ben. Habár Kepler késobb˝ sikeres távcsoépít˝ onek˝ bizonyult, korai szupernóva-észleléseit még szabad szemmel végezte, hasonlóan az ot˝ megeloz˝ o˝ korszakok csillagász megfigyeloihez.˝

2.1. táblázat. Történelmi szupernóvák adatai

Dátum Észlelo(k)˝ Idotartam˝ Maradvány Típus 185 kínai 8-20hó – – 369? kínai 5hó – – 386? kínai 3hó – – 393 kínai 8hó – – 1006 kínai,japán, 3év SNR327.6+14.6 Ia arab, európai 1054 kínai,japán 21hó M1 II 1181 kínai,japán 6hó 3C58 II 1572 európai,kínai, 18hó G120.1+2.1 Ia koreai 1604 európai,kínai, 12hó G4.5+6.8 Ia koreai

A 2.1. táblázat a történelmi szupernóvák adatait tartalmazza (Green & Stephenson, 2003). An- nak felismerése, hogy ezen történelmi krónikákban szereplo˝ rendkívül fényes objektumok kapcsolatba hozhatók táguló gázfelhokkel,˝ így pl. elsoként˝ a SN 1054 és az M1 (Rák-köd) kapcsolatának felfedezése (Lampland, 1921; Duncan, 1921; Lundmark, 1921), rendkívül fontos lépésnek bizonyult a szupernóvák ﬁzikai természetének megértésében. Innentol˝ kezdve világossá vált, hogy

2.2. Szupernóva-kereso˝ megﬁgyelési programok

ezek a fényes "vendégcsillagok" valamilyen robbanás során jönnek létre. A szupernóvák rendkívüli abszolút fényességének felfedezésében döntonek˝ bizonyult az elso˝ extragalaktikus szupernóva, az Androméda-ködben felt˝unt SN 1885A, vagy eredeti nevén S And- romedae, ugyanis eloször˝ közönséges változócsillagnak klassziﬁkálták (Hartwig, 1885). Ennek csúcsfényessége 5,8 magnitúdónak bizonyult, amely 6 hónappal késobb˝ 14 magnitúdóra halványult (de Vaucouleurs & Corvin, 1985). Ezekbol˝ az adatokból Baade és Zwicky (1934) az Androméda- köd akkoriban újnak számító távolságának (Hubble, 1929) felhasználásával azt kapta, hogy az S And maximumban -14 magnitúdónál fényesebb volt. Ez kb. 6 magnitúdóval múlta felül a Tej- útrendszerben megﬁgyelheto˝ "közönséges" nóvák maximális abszolút fényességét. A Baade és Zwicky által bevezetett "szuper-nóva" terminológia ennek fényében egyáltalán nem t˝unik hatás- vadásznak vagy bombasztikusnak, mivel akkoriban el sem tudták képzelni, hogy hogyan érhet el egy objektum ekkora fényességet. Érdekesség, hogy az Androméda-köd jelenleg ismert távolságát (D = 0,8 Mpc1) használva M 18,5 magnitúdó abszolút fényesség adódik, tehát valójában az ≈ − S And még annál is sokkal fényesebb volt, mint amit 1934-ben gondoltak. A korabeli fotometriai mérések megbízhatóságát jól illusztrálja, hogy Fesen, Saken és Hamilton 1989-ben felfedezték az S And vasban gazdag maradvány-objektumát (Fesen et al. 1989), amibol˝ kiderült, hogy az S And egy Ia típusú szupernóva volt. Ezek maximális fényessége hasonló az S And fent becsült abszolút fényességéhez.

2.2. Szupernóva-kereso˝ megﬁgyelési programok

A 2.1. ábrán az évente felfedezett szupernóvák számának idobeli˝ változása látható (az Asigao Supernova Catalog2 és David Bishop Latest Supernovae3 c. weboldala alapján). Ezen a grafikonon is jól beazonosíthatók azok a mérföldkövek amelyek a kezdeti, teljesen véletlenre alapuló, egyedi felfedezésektol˝ elvezettek a 21. században már szinte iparszer˝uvé váló szupernóva-dömpinghez. Az elso˝ professzionális, szupernóvák célzott keresésére irányuló megfigyelési program Fritz Zwicky nevéhez kötodik,˝ akit joggal tekinthetünk a szupernóva-kutatás atyjának. Zwicky 1936- ban kezdett el szupernóvákat keresni a Virgo-halmaz galaxisaiban, és fáradozását hamar siker ko- ronázta: 4 év alatt összesen 13 szupernóvát fedezett fel, többet, mint korábban mások évtizedek alatt. A világháborút követoen˝ az 50-es években új lendületet vett a szupernóvák felfedezése, az évenkénti új szupernóvák száma tartósan 10-20 között mozgott. Ez a korszak kb. a 80-as évek végéig tartott, amikor a csillagászati fotográfiát az elektronikus alapú CCD-kamerák kezdék felvál- tani. A 20. század utolsó évtizedében ez az elektronikai forradalom az új felfedezések dinamikus bovülését˝ eredményezte. 1989-ben indult útjára az elso,˝ modern technikára épülo˝ szupernóva-kereso˝ program, a Ca-

1NASA Extragalactic Database, http://ned.ipac.caltech.edu 2http://graspa.oapd.inaf.it/asnc.html 3http://www.rochesterastronomy.org/supernova.html

2.2. Szupernóva-kereso˝ megﬁgyelési programok

10000

1000

100

Évente felfedezett szupernóvák száma 1

1880 1900 1920 1940 1960 1980 2000 2020 Év

2.1. ábra. Az évente felfedezett szupernóvák száma a kezdetektol˝ napjainkig.

2.3. Magyar felfedezés˝uszupernóvák

lán/Tololo Survey, amely nemcsak az új objektumok felfedezését, hanem azok fotometriai és spekt- roszkópiai követését is célul t˝uzte ki. 5 év alatt a program 50 új szupernóvát talált, amely ösztön- zoleg˝ hatott más hasonló keresoprogramok˝ számára is. A 90-es évek második felében több olyan keresoprogram˝ is indult, amely kimondottan távoli, nagy vöröseltolódású szupernóvák keresésére fókuszált (Supernova Cosmology Project, High-Z Supernova Search Team). Ennek köszönhetoen˝ a folyamatosan növekvo˝ évenkénti felfedezések száma a 2000-es évek elejére 100 fölé került, és az emelkedés azóta is tart. Ehhez jelentosebb˝ hozzájárulást adott a Sloan Digitized Sky Survey (SDSS) szupernóva-kereso˝ alprogramja 2005–2008 között, illetve a 2010 után indult, nagy égte- rületet átfogó keresoprogramok,˝ mint pl. az amerikai Palomar Transient Factory (PTF), vagy a Pan-STARRS. A felfedezések egyre növekvo˝ ütemét jól illusztrálja, hogy az adott évben újon- nan felfedezett szupernóvák száma 1990 és 2010 között kb. t2,2 szerint nott,˝ míg 2010 után az éves ráta növekedési üteme kb. t3,3-ra változott, azaz idoben˝ egyre meredekebben no.˝ Mind- ezek az adatok jól illusztrálják, hogy milyen hihetetlen mértékben nott˝ az elmúlt évtizedekben a csillagász-asztroﬁzikus közösség érdeklodése˝ a szupernóva-kutatás iránt. Az egyre jobb idofel-˝ bontással észlelt tranziens jelenségek asztroﬁzikája várhatóan még az eddigiekhez képest is újabb lendületet nyer 2020 után, amikor a Large Synoptic Survey Teleszkóp m˝uködni kezd. Ez a tervezett égboltfelméro˝ program kb. 10 napos idoközönként˝ a teljes látható égboltot végigfotózza majd, így rengeteg különféle, köztük sok új, korábban ismeretlen típusú tranziens objektum felfedezése várható ettol˝ a programtól.

2.3. Magyar felfedezés˝uszupernóvák

A továbbiakban röviden összefoglalom a Magyarországról történt szupernóva-felfedezéseket. Ezek történelmi háttere igen gazdag és sokszín˝u, ugyanis már a Tycho-féle SN 1572 észlelései felbukkantak magyarországi forrásokban, igaz, ezek inkább mások észleléseinek másodlagos köz- lései voltak (lásd pl. Farkas, 2006). Az elso˝ tudományos igény˝uméréseket Konkoly Thege Miklós készítette az S And spektrumának felvételével 1885-ben. A nevét viselo˝ csillagvizsgálóban (akkori hivatalos nevén a Magyar Tudományos Akadémia Csillagvizsgáló Intézetében) az 1960-es évek elején Detre László igazgató kezdeményezésére Lovas Miklós kezdett szupernóvák keresésébe az akkortájt üzembe helyezett 60/90 cm-es Schmidt-távcsovel.˝ Ez a fotograﬁkus szupernóva-kereso˝ program rövidebb-hosszabb megszakításokkal 1995-ig m˝uködött. A magyarországi m˝uszerekkel történt szupernóva-felfedezések listáját a 2.2. táblázat tartal- mazza4, 5. Jól látható, hogy a 70-es és 80-as évek a magyar szupernóva-kutatás aranykorának számítottak. Ekkor a világon összesen felfedezett szupernóvák jelentos˝ részét a Konkoly Obszer- vatórium fotolemezein találták meg elsoként.˝ A fotograﬁkus korszakot az 1995am felfedezése zárta. Ezt követoen,˝ a digitális korszakban CCD-kamerával készült felvételeken történtek felfede-

4Sárneczky Krisztián honlapja http://astro.u-szeged.hu/ sky/sn-cat.txt 5IAU Central Bureau hivatalos listája http://www.cbat.eps.harvard.edu/lists/Supernovae.html

2.3. Magyar felfedezés˝uszupernóvák

2.2. táblázat. Magyarországról felfedezett szupernóvák

SN galaxis max.fényesség típus felfedezo˝ 1964E UGC6983 12,5 I Lovas 1965O anonim 17,5 – Lovas 1966G NGC521 15,5 – Reaves,Lovas 1967C NGC3389 13,0 Ia Chuadze,Lovas 1968A NGC1275 15,5 I Lovas 1968I NGC4981 13,5 I Lovas 1968J anonim 16,6: – Jankovics 1968S anonim 16,5 – Jankovics 1969C NGC3811 14,4 Ia Rosino,Jankovics 1969B M108 13,9 II Wild,Balázs 1970G M101 11,7 II Lovas 1970M anonim 16,5 – Lovas 1972F MCG+09-20-97 16,0 – Lovas 1972T MCG+05-32-01 14,0 – Lovas 1974D NGC3916 15,5 – Lovas 1974E NGC4038 14,0 – Lovas 1975B anonim 15,5 Ib: Lovas 1975G MCG+09-23-25 14,8 Ia Lovas 1975R anonim 15,0 – Lovas 1976A NGC5004A 16,5 – Lovas 1976B NGC4402 15,2 Ib: Lovas 1976C IC1231 14,5 – Paparó 1976G NGC488 15,0 – Lovas,Wild 1976H IC1801 15,0 – Lovas 1976I MCG-01-03-59 17,5 – Lovas 1976M anonim 17,0 – Lovas 1976N anonim 15,0 – Lovas 1977B NGC5406 14,0 – Lovas 1977E anonim 15,0 – Lovas 1978F anonim 18,0 Pec Lovas 1980A MCG+05-29-64A 15,5 – Lovas 1980B MCG+09-19-42 16,0 – Lovas 1980C anonim 17,5 – Lovas 1980E anonim 16,0 – Lovas 1981G NGC4874 15,0 – Lovas 1982C NGC4185 17,5 – Lovas 1982O NGC521 15,0 – Lovas 1982W NGC5485 14,5 Ia Lovas 1982X UGC4778 16,5 – Lovas 1982Y UGC5449 17,0 – Lovas 1984M IC121 14,0 – Lovas 1985O anonim 16,5 II Lovas 1986A NGC3367 14,4 Ia Evans,Cameron, Leibundgut, Lovas 1987M NGC2715 15,0 Ic Lovas 1988R MCG+09-23-09 15,5 Ia Lovas 1989X anonim 17,5 – Lovas 1995am anonim 15,0 Ia Lovas 1999by NGC2841 13,2 Ia LOSS,Berkó,Arbour 2010gn anonim 16,6 Ia Vinkóetal.(BASSUS),PTF 2010jk anonim 20,2 IIn: Sárneczky,Kuli 2011ab anonim 19,7 II-P Kuli,Sárneczky 2011ba anonim 19,6 Ia Sárneczky,Kuli 2012bj anonim 20,0 Ia-pec Sárneczky,Vinkó,Wheeler

2.3. Magyar felfedezés˝uszupernóvák

zések. Mivel a hangsúly a keresoprogram˝ helyett inkább a fényes, közeli szupernóvák fotometriai követésére helyezodött˝ át, a felfedezések száma drasztikusan lecsökkent. Sajnos ezen korábbi szupernóvák jelentos˝ részérol˝ nem készült spektrum, így típusba soro- lásuk sem volt lehetséges. Ennek fo˝ oka a mainál lényegesen gyengébb m˝uszerezettség, illetve a jóval korlátozottabb m˝uszerfelhasználást engedélyezo˝ tudománypolitika volt, ami akkoriban az egész világon bevett gyakorlat volt. 2010 óta a Nemzetközi Csillagászati Unió (IAU) elo-˝ írása szerint kizárólag spektroszkópiai méréssel és klassziﬁkációval együtt történhet "hivatalos" szupernóva-bejelentés. Paradox módon ekkortól kezdve jelentos˝ növekedésnek indult a nem IAU- hoz történo,˝ csak képalkotásra alapuló bejelentések száma, így e sorok írásának idejére a hivatalos IAU-nevet kapó szupernóvák száma elenyészové˝ vált a különbözo˝ nagy keresoprogramok˝ (iPTF, Pan-STARRS, ASASSN, Gaia stb.) saját bejelentései mellett. A digitális korszak elso˝ magyar szupernóva-felfedezése az amatorcsillagász˝ Berkó Erno˝ nevé- hez f˝uzodött.˝ Ez lényegében a véletlennek volt köszönheto,˝ nem tervezett keresoprogram˝ ered- ménye volt. CCD-kamerát használó szervezett keresoprogramot˝ 2009-ben indítottunk a Szegedi Tudományegyetem, a Bajai Csillagvizsgáló és a Konkoly Obszervatórium kutatónak közrem˝ukö- désével. Ez a Baja-Szeged Supernova Survey (BASSUS) nevet viselo˝ keresoprogram˝ a Bajai Csil- lagvizsgáló 50 cm-es BART automata távcsövét használta, célpontjai pedig az 50 Mpc-en belül található, 10 foknál északabbi deklinációjú galaxisok voltak. A keresési stratégia a digitális kép- − levonás alkalmazására épült: a célgalaxisról készült képbol˝ egy korábbi referenciaképet levonva, a reziduál képen történo˝ objektumkereséssel kívántunk új szupernóvákat felfedezni. A képfeldolgo- zó és SN-kereso˝ kódokat én írtam, és a reziduál képeket is én értékeltem ki, mert ezt a legutolsó lépést a távcso˝ leképezési korlátai miatt nem sikerült teljesen automatizálni. Hosszas erofeszíté-˝ seink 2010-ben egyetlen új szupernóva felfedezésére (SN 2010gn, Vinkó et al. 2010a, 2010b; a Palomar Transient Factory már korábban megtalálta, de ok˝ az IAU-nak nem jelentették be), illetve három másik SN-felfedezést követo˝ független megtalálására voltak elegendoek.˝ Ez világosan mutatta, hogy a hazai m˝uszerezettségünk és asztroklímánk nem teszi lehetové,˝ hogy a komoly ero-˝ forrásokkal rendelkezo˝ amerikai keresoprogramokkal˝ versenyezzünk. Ennek megfeleloen˝ 2011-tol˝ a BASSUS programban is áttértünk a fényes, közeli szupernóvák fotometriai követésére, amelybol˝ jóval több tudományos érték˝ueredmény született (lásd késobb).˝ A Konkoly Obszervatóriumban Sárneczky Krisztián és Kuli Zoltán a piszkéstetoi˝ Schmidt- távcsovel˝ egy mindezektol˝ eltéro˝ stratégiájú keresoprogramot˝ indított 2010-ben: a Piszkésteto˝ Su- pernova - Trojan Asteroid Survey (PISTA) az ekliptikától nem túl messze lévo,˝ Abell-galaxis- halmazokat tartalmazó területek hosszú expozíciós idej˝u felvételeit irányozta elo.˝ Ennek elonye˝ az egy felvételen látszó galaxisok nagy száma (frame-enként több ezer), ami nagyban megnöveli a potenciális szupernóvák számát, hátránya viszont a galaxisok halványsága, ami a távcso˝ kapaci- tásának határait feszegeto,˝ 21-22 magnitúdós határfényességeket igényel. Minden nehézség elle- nére, a ﬁatal kutatók kitartó és effektív munkájának köszönhetoen˝ a PISTA program mára 4 saját felfedezés˝uszupernóvával büszkélkedhet. A bejelentéshez szükséges spektroszkópiai megerosít˝ o˝

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

2.2. ábra. Szupernóvák spektroszkópiai típusai.

észlelések a texasi McDonald Obszervatórium 10 m-es Hobby-Eberly Teleszkópjával (HET) ké- szültek. Ezekben a felfedezésekben a spektroszkópiai mérések elvégzésében és kiértékelésében m˝uködtem közre.

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

A szupernóvák különbözo˝ típusokba sorolása történhet tisztán megfigyelési jellemzok˝ alapján, illetve a szüloobjektum˝ (progenitor) fizikai természete, vagy a robbanás mechanizmusa alapján. Ebben az alfejezetben a közvetlenül megfigyelheto˝ jellemzok˝ (fénygörbe, spektrum) szerint történo˝ kategorizálást mutatom be. Az asztrofizikai kategóriák tárgyalására a 3. fejezetben kerül sor.

2.4.1. Spektroszkópiai jellemzok˝

Elsoként˝ Minkowski (1941) vette észre, hogy a szupernóvák a spektrum alapján legalább két- féle csoportba sorolhatók. Azóta a szupernóvák alapveto˝ típusait tradicionálisan spektroszkópiai jellemzoik˝ alapján deﬁniálják (lásd pl. Filippenko, 1997; Turatto, 2003). A 2.2. ábra ezeket foglal-

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

10 Fe II S II Si II O I Ca II Ia (2011fe) 1

Fe II He I Ic (2010gd)

Ib (2012au)

Relativ fluxus 0.1 He I

IIb (2011dh)

0.01 H I H I II-P (2012A) Ca II 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 11000 Hullámhossz (Angström)

2.3. ábra. A szupernóvák fobb˝ típusainak jellegzetes spektrumai a maximális fényesség környékén. Az itt és a fejezet többi ábráján szereplo˝ spektrumok a texasi McDonald Obszervatórium 10 m-es Hobby-Eberly Teleszkópjával készültek, a redukálást és kalibrálást én végeztem.

ja össze. A szupernóva-imposztorokról és a szuperfényes szupernóvákról késobbi˝ fejezetben írok, az alábbiakban csak a tradicionális szupernóvákkal foglalkozom. A tradicionális szupernóvatípusok jellegzetes spektrumait a 2.3. ábra mutatja. Látható, hogy a különbözo˝ típusok más és más színképvonalakat mutatnak. A nagy biztonsággal azonosítható kémiai elemeket a rájuk jellemzo˝ spektrumvonalhoz közel tüntettem fel (hasonló ábra található pl. Alex Filippenko 1997-es összefoglaló cikkében). Ezek alapján az egyes típusok színképi jellemzoi˝ a következoek:˝

Ia típus: nincs H; nincs He; eros˝ Si II λ6355 Å vonal • Ib típus: nincs H; eros˝ He I vonalak • Ic típus: nincs H; nincs He; gyenge Si II λ6355, eros˝ Fe II, O I és Ca II •

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

SNe II

SN 2010jl IIn H SN 2008am SL-IIn H SN 2012A II-P SN 2011dh IIb 10 He I

1 Fényesség

He I O I Fe II He I 0.1 H Ca II

4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Hullámhossz (Angström)

2.4. ábra. A II-es típuson belüli altípusok.

II típus: eros˝ H Balmer-sorozat; gyenge He I; egyre erosöd˝ o˝ Fe II és Ca II • IIb típus: kezdetben eros,˝ majd egyre gyengülo˝ H; fokozatosan erosöd˝ oHe˝ I. • A fenti osztályok közti határok gyakran nem élesek, így idonként˝ egy SN pontos típusba soro- lása nem egyértelm˝u. Leginkább az Ia és a II típusok különülnek el egymástól. Az Ib és Ic típust sokszor összefoglalóan Ib/c-nek klasszifikálják. A maximum elott˝ az Ia és Ib/c típusok sokszor hasonló spektrumot mutatnak. Hasonlóan, a IIb típus is gyakran csak a maximum utáni fejlodés˝ során mutatható ki egyértelm˝uen. Az egyes típusokon belül általában több altípus különítheto˝ el. A II-es típuson belüli altípuso- kat a 2.4. ábra mutatja. Az legtöbb II-es típusú SN a II-P altípusba tartozik, amelynek fénygörbéjén jellegzetes konstans szakasz (plató) figyelheto˝ meg (lásd következo˝ alfejezet). A IIb altípus való- jában átmenet a II-P és az Ib között: a korai fázisban a fénygörbe inkább a II-P, míg késobb˝ inkább az Ib típus jellegzetességeit mutatja. Különleges altípusnak tekintheto˝ az eros˝ kék kontínuumot és jellegzetes Lorentz-profilú emissziós H-vonalakat mutató IIn típus. Itt az "n" bet˝uaz emisszi- ós vonalak keskeny (narrow) voltára utal. Ezek a keskeny emissziós vonalak nem magában a SN ledobott anyagában jönnek létre, hanem a SN-t övezo˝ s˝ur˝ucsillagkörüli anyagban (circumstellar matter, CSM). Az ilyen vonalakat mutató SN-kat kölcsönható (interacting) SN-nak is nevezik. Az Ib/c típuson belüli változatosságot a 2.5. ábra szemlélteti. Érdekes, hogy ezekben a hidro- génszegény SN-kban is megjelenik a CSM-kölcsönhatás, amikor a CSM nem hidrogénben, hanem héliumban gazdag: ez az Ibn altípus, ami az ábrán látható módon jellegzetes keskeny He-emissziós

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

SNe Ib/c 10 He I SN 2010al Ibn SN 2010kd Ic-SL He I SN 2010gd Ic He I SN 2011it Ic-broad O II C II O II O I 1

Fényesség Fe II Si II O I

0.1

Ca II

4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Hullámhossz (Angström)

2.5. ábra. Az Ib/c típus alosztályai.

vonalakat tartalmaz. Az Ic típusba nagyon heterogén színképeket mutató objektumok tartozhatnak: pl. az ábrán látható egy szén-oxigén-dominálta (SN 2010kd) és átmeneti fémeket (Si II, Ca II) mu- tató (SN 2010gd) objektum is. A SN 2011it pontos típusa ún. "széles vonalú Ic" (broad-line Ic, BL-Ic), amit annak köszönhet, hogy az Ic-kre utaló vonalakat mutat, ezek azonban extrém módon kiszélesedettek. Míg a "közönséges" szupernóvák vonalkiszélesedése általában 2000 - 3000 km/s, addig a BL-Ic altípusnál ez 30 000 - 50 000 km/s. Ezt az altípust korábban "hipernóváknak" is nevezték, utalva az extrém eros˝ Doppler-kiszélesedésre, késobb˝ azonban a fenti BL-Ic elnevezés honosodott meg. A jelenleg legelfogadottabb hipotézis szerint ezek az extrém széles vonalak nem gömbszimmetrikus, hanem nyalábszer˝u(jet-like) robbanás után táguló maradványban jönnek létre, amikor a nyaláb éppen kb. a megﬁgyelo˝ irányába mutat. A legtöbb alosztálya az Ia-típusnak van, ami nem véletlen, mivel errol˝ a típusról készült a legtöbb mérés, és a legtöbb felfedezett SN is ebbe a típusba tartozik (annak ellenére, hogy a térbeli s˝ur˝uség tekintetében nem ez a legelterjedtebb típusú SN az Univerzumban, lásd a 2.5. fejezetet). A 2.6. ábra az Ia osztályba tartozó altípusok jellemzo˝ spektrumait mutatja be kb. a fényesség- maximum idején. A legtöbb Ia az "Ia-normál" altípusba tartozik, aminél jól látható a jellegzetes, eros˝ Si II λ6355 vonal. Ez a vonal szintén erosen˝ jelen van az "Ia-91bg" altípusban, amely nevét az SN 1991bg-rol˝ kapta. Az ebbe a csoportba tartozó SN-k maximumban 1 - 1,5 magnitúdóval halvá- nyabbak, mint az Ia-normál alosztályba tartozók, ezenkívül spektrumukban erosebbek˝ az átmeneti fémek, így pl. a Ti II, amely 5800 Å-nél erosebb˝ vonalat eredményez, mint a normál Ia-kban (Branch, Baron & Jeffery, 2003).

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

SNe Ia 10 SN 2012dn Ia-SC SN 2011hr Ia-91T SN 2011ay Iax Ia-SC SN 2010ex Ia SN 2009L Ia-91bg Ia-91T 1 Iax S II Si II Ia-norm Fe II Fényesség O I Ca II 0.1

Ia-91bg

0.01 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Hullámhossz (Angström)

2.6. ábra. Az Ia típus alosztályai.

A normál Ia-knál fényesebbek az Ia-91T altípus tagjai, melyek jellegzetessége, hogy a maximum környékén a Si II kimondottan gyenge, viszont több a magasabban ionizált fém, pl. Fe III a spektrumban. Ezekhez némileg hasonlóak az ún. "szuper-Chandra" Ia-k, melyek nevüket onnan kapták, hogy a maximális fényességük nagyobb, mint amit egy legfeljebb Chandrasekhar-tömeg˝u fehér törpe robbanása alapján várnánk. Ezek spektrumában a maximum elott˝ idonként˝ megjelenik az egyszeresen ionizált szén (C II) λ6580 vonala, ami arra utalhat, hogy a robbanó objektum anyaga nem ég el teljesen a robbanás során (részletesebben lásd lentebb). Amint az a 2.6. ábrán látható, ezen altípusok a maximum környékén alig emlékeztetnek a többi Ia-ra, inkább Ic-hez ha- sonló spektrumot mutatnak. A klassziﬁkáció pontosítása csak a spektrumok idobeli˝ fejlodésének˝ követésével lehetséges, mivel a különbség az Ia és az Ic típus között idoben˝ gyorsan no.˝ Ez a korai színképekre jellemzo˝ hasonlóság viszont nagyon megnehezíti az egyértelm˝utípusba sorolást akkor, amikor pusztán egy maximum környéki színkép áll rendelkezésre. Egy igen rejtélyes, nemrég azonosított alosztály az Iax, melynek elso˝ képviseloje˝ a SN 2002cx volt. Ez látszólag a 91T-alosztályra emlékeztet, viszont maximális fényessége jóval alacsonyabb, és sokkal erosebb˝ a Fe II jelenléte, már a maximum elotti˝ színképekben is. Ezekrol˝ részletesebben a 4.2 fejezetben lesz szó.

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

2.4.2. Fotometriai jellemzok˝

A szupernóvák fénygörbéje általában gyorsabb felfényesedésbol˝ és lassabb elhalványulásból tevodik˝ össze. Az egyes típusok között azonban számottevo˝ különbségek vannak. A 2.7. ábra jól illusztrálja a különbözo˝ típusok közti eltéréseket (az ábra érdekessége, hogy a rajta szereplo˝ fénygörbék mindegyike a Konkoly Obszervatórium 60 cm-es Schmidt-távcsövével készült fotometria eredménye; a hivatkozások az ábraaláírásban találhatók). A fényességbeli kü- lönbségek nem valódiak, a fénygörbéket egymáshoz képest függolegesen˝ elcsúsztattam a jobb át- tekinthetoség˝ érdekében. Ezen az ábrán tehát csak a fénygörbék alakja közti eltérések relevánsak. Az általános jellemzo˝ (gyors fényesedés, lassú halványodás) mellett jól láthatók a különbségek az egyes típusok között. Az Ib és Ic típusok felfényesedése általában gyorsabb, mint az Ia-ké. A IIb típus egy kezdeti gyors felfényesedést (ez a 2011dh fénygörbéjén pont nem látszik, de más IIb-ken igen) követoen˝ egy másodlagos maximum ﬁgyelheto˝ meg, kb. az Ia-k maximumával egy idoben.˝ A II-P és II-L típusok igen gyorsan felfényesednek, ezt követoen˝ a II-P SN-k egy kb. 100 napig tartó, kb. konstans fényesség˝uplatót mutatnak. A plató-fázis végén a fénygörbe hirtelen ugrást szenved, majd sokkal alacsonyabb szinten a többi SN-hoz hasonló ütemben halványodik. A II-L típusnál ez a plató hiányzik, és a fénygörbe (magnitúdóskálán) kb. lineáris ütemben csökken. Érdekesség, hogy a 2.7. ábrán mutatott SN 2013ej éppen egy átmeneti objektum a II-P és II-L között: a plató nem vízszintes, hanem határozottan csökkeno,˝ de meredeksége nem éri el a többi II-L SN fénygörbéjének meredekségét. Mindez arra utal, hogy a II-P / II-L megkülönböztetés nem teljesen indokolt, a két típus közti átmenet folytonos. A 2.8. ábrán az egyes típusok maximális fényesség szerinti eloszlása van feltüntetve Richard- son et al. (2014) adatai alapján. A görbék félértékszélessége az adott típus magnitúdó szerinti eloszlásának szórásával egyenlo,˝ a görbék területe pedig a mintában szereplo˝ SN-k számával ará- nyos. Jól látható, hogy számszer˝uleg az Ia típusról rendelkezünk a legtöbb adattal, ami természete- sen nem azt jelenti, hogy ezt a típust ismernénk a legjobban. Az mindenesetre biztosan állítható, hogy mind a maximális fényességek eloszlását, mind az eloz˝ o˝ fejezetben taglalt spektroszkópiai jellemzoket˝ tekintve az Ia típus t˝unik a leghomogénabbnak. A 2.8. ábrán szereplo˝ görbék félérték- szélessége arra utal, hogy az Ia-tól különbözo˝ típusú SN-k maximális fényességei sokkal szélesebb tartományon oszlanak el, mint az Ia SN-ké. Ez nagy valószín˝uséggel a szüloobjektumok˝ heterogén ﬁzikai állapotára utal. A 2.8 ábrából ugyanakkor az is kiviláglik, hogy az a 10-20 évvel ezelotti˝ tankönyvekben gyakran hangoztatott állítás, miszerint "az Ia szupernóvák jó közelítéssel standard gyertyáknak tekinthetok"˝ valójában nem igaz. Az Ia SN-k fényesség szerinti eloszlásának félértékszélessége kb. 0,5 magnitúdó, ami azt jelenti, hogy az egyedi objektumok között akár 1 magnitúdós különbségek ± is találhatóak. Egy ilyen objektumtípus még a csillagászatban (kényszerbol)˝ gyakori, kompro- misszumos hibaintervallumok megengedése mellett sem tekintheto˝ standard gyertyának! Arról, hogy ennek ellenére hogyan lehet mégis az Ia SN-kat "standardizálni", és így hatékony távolság-

2.4. A szupernóvák alapveto˝ típusai

Co −−> Fe 12

18 V−fényesség (magnitúdó)

20 0 50 100 150 200 250 300 Robbanás óta eltelt napok

16 SN 2011fe (Ia) SN 2011ay (Iax) 18 SN 2012au (Ib)

V−fényesség (magnitúdó) SN 2002ap (Ic−BL) 20 SN 2011dh (IIb) SN 2013ej (II−P/L) 1 10 100 Robbanás óta eltelt napok

2.7. ábra. Különbözo˝ szupernóvatípusok fénygörbéi az ido˝ függvényében. A felso˝ panelen az idotengely˝ lineáris, míg az alsón logaritmikus skálázású, az y-tengelyen mindkét esetben a V- sz˝uron˝ át mért magnitúdót ábrázoltam. Az egyes fénygörbéket függolegesen˝ eltoltam egymáshoz képest a jobb láthatóság érdekében. A ferde vonal a 56Co –> 56Fe radioaktív bomlás meredekségét mutatja. Referenciák: SN 2011fe – Vinkó et al. (2012b); SN 2011ay – Szalai et al. (2015); SN 2012au – nem publikált; SN 2002ap – Vinkó et al. (2004); SN 2011dh – Vinkó et al. (2012a); SN 2013ej – Dhunghana et al. (2015).

2.5. A szupernóvák gyakorisága térben és idoben˝

Ia Ib Ic 100 IIb II−L II−P IIn N 10

1 −14 −15 −16 −17 −18 −19 −20 −21 −22 B−magnitúdó

2.8. ábra. Az egyes típusok maximális fényesség szerinti eloszlása Richardson et al. (2014) adatai alapján.

2.3. táblázat. Szupernóvák eloszlása különbözo˝ típusú galaxisokban

SN E S0/SB0 Sa/Sab Sb/Sbc Sc/Scd SB Irr Ia 106 178 96 222 178 296 9 Ib 3 6 8 21 22 270 Ic 1 5 12 44 39 571 II 2 31 64 250 269 38611

mérésre felhasználni, a 6.3 fejezetben részletesen szót ejtek.

2.5. A szupernóvák gyakorisága térben és idoben˝

Kb. 50 éve ismert, hogy a különbözo˝ típusú SN-k eltéro˝ gyakorisággal jelennek meg különbözo˝ típusú galaxisokban (Minkowski, 1964). Az azóta eltelt ido˝ alatt a megﬁgyelt SN-minta jelentosen˝ bovült,˝ így a statisztikai mutatók alapján valamivel megalapozottabb megállapításokat lehet tenni. A 2.3. táblázat a katalogizált SN-k számát adja meg a különbözo˝ morfológiai osztályú galaxisokban. Az adatok forrása az Asiago Supernova Catalog6, annak 2015. május 18-i állapota alapján. Az adatok graﬁkus formában a 2.9. ábrán láthatók. Könnyen észreveheto,˝ hogy radikális különbség mutatkozik az Ia és a többi SN-típus galaxi-

6https://heasarc.gsfc.nasa.gov/W3Browse/all/asiagosn.html

2.5. A szupernóvák gyakorisága térben és idoben˝

1000 Ia Ib Ic II

100 SN N

1 E S0/SB0 Sa Sb Sc SB Irr

2.9. ábra. Ismert szupernóvák száma az egyes galaxistípusokban. Forrás: Asiago Supernova Cata- log.

sonkénti eloszlásában. Míg az Ia típus kb. egyforma gyakorisággal fordul elo˝ az összes galaxisban (kivéve az irreguláris galaxisokat), addig a többi SN típus (Ib/c, II) szinte csak spirálgalaxisokban jelenik meg. A spirálisokon belül az Ib/c és II típus gyakorisága a késobbi˝ típusú spirálgalaxisok felé egyre növekszik. Irreguláris galaxisokban kb. egyformán találhatunk Ia és II típusú SN-t, azonban itt a kis mintaszám nem tesz lehetové˝ szigniﬁkáns állítást. A fenti statisztikai mintát a nagy mintaszám ellenére fenntartásokkal kell kezelni, ugyanis a SN- kereso˝ programok észlelési stratégiája különféle jelentos˝ szisztematikus hibákat vihet az adatokba. A 2000-es évek elott˝ szinte az összes SN-kereso˝ program a nagyméret˝u, fényes galaxisokban, azaz többnyire a spirálgalaxisokban kereste az új SN-kat, így természetes, hogy sokkal több SN-t találtak S- vagy SB-osztályú galaxisokban. Az ettol˝ eltéro˝ stratégiájú, ún. "nem-célzott keresést" (untargeted search) folytató programok csak jóval késobb˝ jelentek meg, pl. a ROTSE-program (Quimby et al., 2012), SDSS-II (Frieman et al., 2008), Palomar Transient Factory (PTF, Law et al., 2009) stb. Kb. egy évtized múlva talán már ezen programoknak köszönhetoen˝ egy jóval kevesebb statisztikai torzítást (biast) tartalmazó mintával dolgozhatunk. A SN-k egyszer˝uszámánál jóval érdekesebb, kvantitatív statisztikai mennyiség a SN-ráta (SN- rate, SNR), amelynek deﬁníciója a következo:˝

N (T,z ) SNR = SN max , (2.1) T VC(zmax) ·

ahol T az észleloprogram˝ idotartama,˝ NSN(T,zmax) az ezen ido˝ alatt felfedezett SN-k száma zmax

2.5. A szupernóvák gyakorisága térben és idoben˝

vöröseltolódáson belül, VC(zmax) pedig a zmax vöröseltolódáson belüli együttmozgó térfogat (co- moving volume; Hogg, 1999):

3 4π c3 zmax dz VC(zmax) = dΩ . (2.2) 3 ZΩ Z Ω 3 Ω 3 · H0 " 0 M(1 + z) + Λ # p Itt feltettük, hogy az Univerzum sík (ΩM + ΩΛ = 1) és a sugárzás energias˝ur˝usége elhanyagolható az anyag (ΩM) és a sötét energia (ΩΛ) energias˝ur˝usége mellett. A fenti SNR-t szokás még "térfogati 3 1 SNR"-nek (volumetric SNR) is nevezni, dimenziója Mpc− év− . A megﬁgyelésekbol˝ kiszámolt SNR-t a vöröseltolódás függvényében ábrázolva egy nagyjából z-vel lineárisan növekvo˝ görbét kapunk. Ennek konkrét értékei, ahogy az várható, különbözoek˝ az

Ia és a többi SN-típus esetén. Ia típusú SN-kra az összefüggés zmax < 1-re (Capellaro, 2014)

3 4 4 SNR(Ia)[Mpc− yr 1] 0,2 10− + 0,8 10− z. (2.3) − ≈ · · ·

z > 1 fölött a görbe jóval bizonytalanabbul ismert, de a rendelkezésre álló adatok alapján mintha megállna a SNR növekedése és nagyjából konstanssá válna. A többi (Ib/c, II) típusra a SNR hasonló menet˝u, de jóval nagyobb érték˝u:

3 4 4 SNR(Ibc + II)[Mpc− yr 1] 0,5 10− + 6,5 10− z. (2.4) − ≈ · · · Jól látható, hogy annak ellenére, hogy a legtöbb felfedezett SN Ia típusú, a lokális Univerzumban a II-es típusú SN-k jóval gyakoribbak! Szintén érdekes összefüggésekre bukkanhatunk, ha a tömegegységre (1 naptömegre) normált SNR-t a galaxis csillagkeltési rátájával (star formation rate, SFR) vetjük össze. Ez utóbbi mennyi- ség az adott galaxisban évente újonnan keletkezo˝ összes csillag tömege naptömegben, dimenziója 1 M év− . Szokás még a galaxis teljes csillagtömegére (Ms) normált fajlagos csillagkeltési ráta ⊙ 1 (speciﬁc star formation rate, sSFR = SFR/Ms) használata is, aminek dimenziója év− . A legújabb eredmények szerint (Graur et al., 2015) az SNR mind az SFR-tol,˝ mind az sSFR-tol˝ nemlineáris módon függ, de az általános trend szerint a nagyobb sSFR-t mutató galaxisokban az SNR is nagyobb, mind az Ia-kra, mind a többi típusra. Ezek a galaxisok tipikusan az erosen˝ csillagkelto˝ galaxisok (star-forming galaxies) csoportba tartoznak. Érdekes, hogy a galaxis össztömegével vett korreláció fordított, tehát a nagyobb össztömeg˝ugalaxisokban kisebb az egységnyi tömegre eso˝ SNR. Mindez azért különösen érdekes, mert információval szolgálhat a galaxis csillagpopulációja és a szupernóvák szülocsillagai˝ közti összefüggésrol.˝ A galaxis csillagkeltésének idofüggése˝ (star-formation history, SFH) és a fosorozat-szupernóva˝ állapotok közt eltelt ido˝ eloszlása (delay-time distribution, DDT ) közti elméleti összefüggés (Graur et al., 2015): 1 ∆T SNR = S(t′)Ψ(t t′)dt′ (2.5) Ms Z0 −

2.5. A szupernóvák gyakorisága térben és idoben˝

ahol ∆T a galaxis keletkezése óta eltelt ido,˝ S(t) a galaxis SFH függvénye, a SN DDT -t pedig Ψ(t) jelöli. Ez utóbbi elsosorban˝ attól függ, hogy milyen típusú SN robban fel: nagy tömeg˝ucsil- lagokra a DDT idoben˝ keskeny, míg fehér törpék robbanása (Ia) esetén a DDT az ido˝ mentén jóval kiterjedtebb. A megﬁgyelt szupernóva-ráták és a (2.5) egyenlet numerikus megoldásainak összeha- sonításával képet kaphatunk a különbözo˝ SN-típusok és szüloobjektumaik˝ közti összefüggésekrol.˝ Childress et al. (2014) eredményei szerint az Ia SN-k szüloobjektumai˝ lényegesen ﬁatalabbak a kis tömeg˝ugalaxisokban, mint a nagy tömeg˝uekben. Ez az eredmény arra utal, hogy az Ia típusú SN-k nem csak egyféle, homogén populációból származnak. Ezekrol˝ részletesen a következo˝ fejezetben lesz szó.

3. fejezet

Elméleti asztroﬁzikai háttér

A szupernóvák jelentos˝ része nagy tömeg˝ucsillagok magjának katasztrofális összeomlása után jön létre. Ezeket a szakirodalomban "core collapse supernova"-ként emlegetik, amire egységes magyar terminológia nincs, ezért én a "kollapszár szupernóva" kifejezést fogom használni (lásd pl. Szalai, 2013). Részletes modellszámítások szerint a mag végso˝ kollapszusára csakis a vasmag képes, ezért az ilyen SN-k létrejöttéhez legalább kb. 8 naptömeg (M ) kezdeti tömeg˝ucsillag kell. ⊙ Ezzel szemben az Ia típusú SN-t a szén és oxigén alkotta fehér törpék termonukleáris fúziója kelti, ezért ezeket "termonukleáris szupernóva"-ként is emlegetik. A fejezet elso˝ felében áttekintem az ilyen 8 M -nél nagyobb tömeg˝ucsillagokról és a mag ⊙ kollapszusáról szóló asztroﬁzikai ismereteket. A fejezet második részében a termonukleáris SN-k ﬁzikájával foglalkozom.

3.1. Kollapszár szupernóvák

3.1.1. Nagy tömeg˝ucsillagok fejlodése˝

10 3 Az M > 8 M tömeg˝ucsillagok fosorozaton˝ töltött ideje τMS 10 (M/M )− 20 millió ⊙ ≈ ⊙ ≤ év, ami nagyságrendekkel rövidebb, mint a néhány naptömeg˝u csillagoké.

A 3.1. ábra egy 15 M -˝ucsillag életútját ábrázolja a magbeli s˝ur˝uség - homérséklet˝ (Tc - ⊙ ρc) diagramon (az adatok forrása Woosley & Janka, 2005). Az egyes szimbólumok a különbözo˝ anyagok magbéli égetésének fázisait jelölik, míg ezen fázisok élettartama az összeköto˝ szakaszok alatt látható. Egyszer˝upolitrop csillagmodellekben, ahol az állapotegyenlet P ρ(n+1)/n alakú, a hidroszta- 2/3 1/3 ∼ tikai egyensúly egyenletének integrálása a Tc µM ρc összefüggésre vezet (Woosley et al., ∼ 2002). Ezen reláció meredekségét a 3.1. ábrán a vastag nyíl mutatja. Jól látható, hogy a csil- 1/3 lag magjának fejlodése˝ nagyjából ezt a Tc ρc relációt követi, annak ellenére, hogy az átlagos ∼ molekulasúly a magban egyre no.˝ Az ábrán pontozott vonal jelöli a nemrelativisztikus elektronok elfajulásának megfelelo˝ határt,

3.1. Kollapszár szupernóvák

M = 15 MO 10 Si Fe 9.5 O 18 nap ρ 1/3 2.6 év Tc = c 9 C Ne 2000 év (K) c 8.5 He 2 106 év log T 8 H 7 10 év 7.5 nem−degenerált degenerált 7 0 2 4 6 8 10 ρ −3 log c (g cm )

4.9 16 4.85 14 4.8 4.75 12 ) ) O

4.7 O

/L 10 /L ν bol 4.65 4.6 8 log(L log(L 4.55 6

4.5 M = 15 MO 4 4.45 4.4 2 7.5 8 8.5 9 9.5 10 7.5 8 8.5 9 9.5 10

log Tc (K) log Tc (K)

3.1. ábra. Fels˝orész: Egy 15 M -˝ucsillag életútja a centrális s˝ur˝uség - homérséklet˝ diagramon, Woosley & Janka (2005) alapján.⊙ A szimbólumok mellett a magban fuzionáló atommagok vegy- 1/3 jele látható. Az egyes szakaszok idotartamai˝ a vonalak alatt vannak feltüntetve. A nyíl a Tc ρc reláció irányát mutatja. Alsó rész: A csillag bolometrikus luminozitása (bal oldal) és neutrín∼ólumi- nozitása (jobb oldal) a fenti evolúciós fázisokban. Az egyre erosöd˝ o˝ neutrínóemisszió jelentosen˝ lerövidíti a csillag élettartamát.

3.1. Kollapszár szupernóvák

ahol az elektronok Fermi-energiája egyenlo˝ az egy elektronra jutó átlagos termikus energiával:

h¯2 ρ 2/3 3 E = = kT , (3.1) F 2/3 µ 2 2mema e

ahol me az elektron tömege, ma az atomi tömegegység, µe = ρ/nema az 1 elektronra jutó relatív 2/3 atomtömeg. Ebbol˝ adódik, hogy az elfajulás határán Tc ρc , ami meredekebb, mint a fenti 1/3 ∼ Tc ρc reláció. A csillagmag evolúciós trajektóriája így átmehet a degenerációs határon, azaz ∼ bizonyos körülmények között a s˝ur˝uség olyan naggyá válhat, hogy az elektronok elfajult állapotba kerülhetnek. Kis tömeg˝ucsillagokban (pl. a Nap esetében) ez az elfajulás még a He-fúzió beindulása elott˝ bekövetkezik, így a He-égés elfajult állapotú anyagban indul be. Az elfajult anyag fúziója rend- kívül hevesen, robbanásszer˝uen történik. Kis tömeg˝ucsillagokban ez a folyamat a héliummag- felvillanás (core He-ﬂash). A 3.1. ábrán látható, hogy nagy tömeg˝ucsillagokban ezzel szemben a mag a He-égés elérésekor még nem degenerált. Így nagy tömeg˝u csillagokban az újonnan beindu- ló fúziós folyamatok nem vezetnek magbeli termonukleáris robbanáshoz, és a csillag viszonylag simán eljuthat a vasmag állapotáig. Ugyan az egyre növekvo˝ vasmag már degenerált állapotba ke- rül, de ennek fúziója már nem lehetséges, így a nagy tömeg˝ucsillagok szupernóvává válását nem a mag termonukleáris robbanása, hanem a vasmag gravitációs kollapszusa váltja ki. A 3.1. ábra alsó részén a csillag bolometrikus luminozitása és a neutrínóluminozitás látható a felso˝ graﬁkonon szereplo˝ evolúciós állapotokban. Jól látszik, hogy a He-fúzió után a neutrínó- 9 emisszió nagyságrendekkel no.˝ Tc > 10 K centrális homérsékleteknél˝ a forró szabad elektronok és a fúziós folyamatokban keletkezo˝ pozitronok annihilációja egyre több neutrínó-antineutrínó párt képes kelteni. Emellett számos egyéb egzotikus folyamat is lejátszódik, melyek mind a neutrínó- produkciót növelik. Mindezek összességében oda vezetnek, hogy a neutrínók által elvitt energiát a csillag a nukleáris fúziós ráta növelésével kell, hogy pótolja az egyensúly megorzése˝ érdekében. A rendkívül nagyra növekvo˝ neutrínóluminozitás (Lν 1015L ) miatti energiaveszteség a nagy ∼ ⊙ csillagok életét jelentosen˝ lerövidíti. Az ábrán is látható, hogy szemben a fosorozat˝ és a He-égetés millió éves idoskálájával,˝ a szén fúziója már csak 1-2 ezer évig, az oxigén fúziója 1-2 évig, míg a Si-fúzió csak néhány napig tart. A csillag magját övezo˝ burok az egymást követo˝ nukleáris fúziók lenyomataként a jellegzetes "hagymahéj-szerkezetet" veszi fel, azaz a legkülso˝ réteg H-ben gazdag, majd sorrendben He-, C-, O- és Si-rétegek következnek, míg a mag teljesen vasból (pontosabban a vascsoport elemeibol:˝ Mn, Fe, Co, Ni) áll. Az, hogy a csillag ezekbol˝ a külso˝ rétegekbol˝ mennyit oriz˝ meg, a tömeg- vesztési folyamatoktól függ. Ezeket elég bizonytalanul ismerjük, annyi viszont bizonyos, hogy a tömegvesztés rátája a nagyobb tömeg˝ucsillagok felé erosen˝ no,˝ azaz a nagyobb tömeg˝ucsillagok végso˝ tömege akár alacsonyabb is lehet azokénál, amelyek eleinte a fosorozaton˝ kisebb tömeg˝uek voltak.

3.1. Kollapszár szupernóvák

3.1.2. A Fe-mag összeomlása

A Si-fúziót követoen˝ 1-2 hét alatt kialakul az egyre növekvo˝ tömeg˝u, degenerált állapotú vasmag. Az elfajult elektrongáz kb. a Chandrasekhar-tömegig képes egyensúlyt tartani a gravitációval. Ez a tömeghatár csak a hideg anyagra konstans, magas homérsékletek˝ esetén függ a homérséklett˝ ol˝ is: 5,83 πkT 2 MCh = 1 + , (3.2) µ2 · E e " F # 1/3 1/3 ahol relativisztikusan degenerált elektronokra a Fermi-energia EF ne ρ . A részletes mo- ∼ ∼ dellszámítások szerint 15 M -˝ucsillag esetén MCh(Fe) 1,34 M , míg 25 M esetén MCh(Fe) ⊙ ≈ ⊙ ⊙ ≈ 1,79 M (Woosley et al., 2002). ⊙ 10 3 9 A magban 10 g cm− s˝ur˝uség és T > 10 Khomérséklet˝ mellett a ﬁzikai viszonyokat talán legszemléletesebben a "nukleáris pokol" jelzovel˝ lehetne illetni. Ilyen körülmények között a mag anyaga csak ideig-óráig képes a stabilitását megorizni.˝ Egymással versengo˝ kétféle folyamat is a mag stabilitásának csökkenését okozza. Egyrészt a vas fotodezintegrációja, azaz a vasmagok α-részecskékké való lebontása nagy energiájú γ-fotonok által, másrészt a vasmagok elektronbefo- gása, ami neutronban gazdagabb magokat hoz létre. A fotodezintegráció endoterm reakció, azaz a mag termikus energiájának rovására megy végbe, az elektronbefogás pedig radikálisan csökkenti a degenerált gáz nyomását. Mindezek eredményeként a mag elveszti a stabilitást, és összeomlik. A kollapszus idoskálája˝ kb. a szabadesési idoskála˝ lesz: 1/2 τ ff (Gρc)− . (3.3) ≈ 10 3 Ha ρc 10 g cm− , a kollapszus a másodperc törtrésze (kb. 0,2 s) alatt végbemegy. ∼ 14 3 A szabadeséssel összezuhanó vasmag lényegében a nukleáris s˝ur˝uség (10 g cm− ) állapotáig s˝ur˝usödik. Ekkor válik jelentossé˝ az inverz β-bomlás, vagyis a neutronizáció:

p + e− n + νe, → melynek hatására a keletkezo˝ elfajult neutronok nyomása megállítja az összeomlást. A hirtelen "felkeményedo"˝ csillagmag a fentrol˝ még befelé hulló burok mozgását hirtelen megállítja, ami egy kifelé terjedo˝ lökéshullámot hoz létre. Kb. 3 évtizede küzd az elméleti asztroﬁzikus közösség azzal a problémával, hogy a lökés- hullám hogyan képes a burok anyagának nagy részét ledobni. Sokáig a neutrínók elnyelodését,˝ vagy a forgó mágnesezett neutroncsillag által a burokba táplált energiát próbálták ehhez segítsé- gül hívni (lásd pl. Burrows, 2013). A legújabb eredmények szerint (Couch et al., 2015) azonban valószín˝u, hogy a kulcs 3D radiatív hidrodinamikai szimulációk használata: a magot övezo˝ burok aszimmetrikus szerkezete elosegíti˝ a burok tényleges ledobódását és a SN-robbanás kialakulását.

3.1. Kollapszár szupernóvák

3.1.3. A lökéshullám felbukkanása

A neutroncsillagról visszapattanó burokban egy kifelé terjedo˝ lökéshullám jön létre. Ez eleinte annyira s˝ur˝uközeget hoz létre, amelyben még a neutrínók is elnyelodnek,˝ hozzájárulva a lökéshul- lám expanziójához. A kifelé terjedo˝ lökéshullám hamarosan eléri a csillag felszínét. Ez a pillanat a lökéshullám felbukkanása (shock breakout, SB). A lökéshullám frontja erosen˝ összenyomja és felf˝uti a burok anyagát, így az sugárzást bocsát ki, ami a T > 106 Khomérséklet˝ miatt foként˝ röntgensugárzás lesz. A burok s˝ur˝u, ionizált anyaga erosen˝ szórja a keletkezo˝ fotonokat, így azok csak lassú diffúzióval juthatnak a felszín felé. A mag kollapszusa tehát nem jelent azonnal megﬁgyelheto˝ sugárzást a külso˝ megﬁgyelo˝ számára (az azonnal megszöko˝ prompt neutrínók kivételével), lesz egy rövidebb-hosszabb ideig tartó sötét fázis a kollapszus és a lökésfront felbukkanása között.

Ha a lökéshullám terjedését jellemzo˝ advekciós idoskála˝ ta = ∆Rs/vs (∆Rs a lökésfront vas- ∆ 2 κρ tagsága, vs a terjedési sebessége), a fotonok diffúziós idoskálája˝ ugyanitt td = Rs /lc (l = 1/ a közepes szabad úthossz), akkor annak feltétele, hogy a lökésfrontból származó fotonok képesek legyenek megelozni˝ a front mozgását:

∆ ∆ 2 ∆ 2κρ Rs Rs Rs ta = > td = = , (3.4) vs lc c

Bevezetve a τ = κρ∆Rs optikai mélységet, adódik a SB kvantitatív feltétele: c τ < (3.5) vs

A 2.7. ábrán egy 15 M kezdeti tömeg˝ucsillag felrobbanásakor kialakuló fénygörbét ábrá- ⊙ zoltam (a robbanáskor a csillag tömege 12,2 M , sugara 1000 R volt). A fénygörbét a publikus ⊙ ⊙ SNEC1 kóddal számoltam. Jól látható a SB okozta rövid, fényes csúcs a fénygörbén, amely kb. 2 nappal a mag kollapszusa után jelenik meg. A fénygörbe többi jellemzojér˝ ol˝ a következo˝ alfejeze- tekben lesz szó. Ha egy R sugarú, M tömeg˝u, homogén s˝ur˝uség˝ugömb centrumában E energiájú robbanás történik, a keletkezo˝ lökéshullám mozgását analitikusan a Szedov-féle megoldás adja (pl. Landau & Lifsic, 1980): 1/5 E 2/5 r = ξ0 t (3.6) ρ · ahol ξ0 egységnyi nagyságrend˝udimenziótlan paraméter. Ebbol˝ kifejezve a SB (r = R) idejét, adódik: 3 M tSB = R π . (3.7) · r4 E Közelíto˝ jellege ellenére ez a formula a 3.2 ábrán látható SN kezdeti paramétereire tSB 2 napot ≈ 1http://stellarcollapse.org/snec

3.1. Kollapszár szupernóvák

15 MO 10000 10000

SB 1000 1000 100 10

erg/s) 1.8 1.9 2 2.1 2.2 2.3 2.4 2.5 41 100 (10 bol L 10 plató nebuláris fázis 1 1 10 100 Robbanás óta eltelt napok

3.2. ábra. Egy 12 M tömeg˝u, 1000 R sugarú csillag felrobbanásakor kialakuló fénygörbe. ⊙ ⊙

ad, ami tökéletes összhangban van a numerikus szimuláció eredményével.

3.1.4. A fotoszferikus fázis

A SB után a felf˝utött, ledobott burok nagy sebességgel tágul. 1-2 nap után a tágulás homológ

lesz, azaz minden r < R sugarú rétegre v(r) = vexp r/R, ahol vexp a legkülso˝ (R sugarú) réteg · idoben˝ állandó tágulási sebessége. Ebben az elso˝ idoszakban˝ a ledobott anyag (ejecta) még s˝ur˝u, optikailag vastag, ezért átlátszat- lan. A nagyrészt ionizált plazmában az opacitást foleg˝ a szabad elektronokon történo˝ Thompson-

szórás határozza meg: κ κT . Hidrogén- és/vagy héliumgazdag SN-ban κT = 0,2(1 + X), ≈ ahol X a hidrogén tömegszázaléka. Ezt a szakaszt fotoszferikus fázisnak nevezik, mivel ekkor a

SN spektruma többé-kevésbé egy csillag spektrumára emlékeztet. A fotoszféra rph < R sugarát a csillagatmoszférákhoz hasonló módon a

rph 2 τ = κT ρdr = (3.8) ZR 3

egyenlet határozza meg. A forró, homológ módon táguló, átlátszatlan burokban az energia sugárzási diffúzióval terjed a centrum és a felszín között. Ennek részletei sokban különböznek a statikus csillagatmoszférákban tapasztalható sugárzási diffúziótól, mivel ﬁgyelembe kell venni az adiabatikus tágulás okozta ener- giaveszteséget is. Ennek részleteit elsoként˝ Arnett (1980) dolgozta ki. Megállapította, hogy a SN

3.1. Kollapszár szupernóvák

kisugárzott luminozitásának idofüggését˝ alapvetoen˝ kétféle idoskála˝ kombinációja határozza meg:

egyrészt a τh = R0/vexp módon deﬁniált expanziós idoskála˝ (R0 a SN sugara a robbanás t = 0 ido-˝ pontjában, vexp a SN legkülso˝ rétegének tágulási (expanziós) sebessége), másrészt a τd = κM/βcR0 fotondiffúziós idoskála,˝ ahol M a ledobott burok tömege, κ a konstansnak feltételezett opacitás, β 13,8 egy numerikus paraméter, amely a burok s˝ur˝uségproﬁljával van kapcsolatban. A fény- ≈ görbe karakterisztikus idejét jellemzo˝ idoskála˝ ennek a kettonek˝ kb. a mértani közepe lesz:

2κM 1/2 τ = 2τ τ = , (3.9) lc h d βcv exp p Ezt az idoskálát˝ effektív diffúziós idoskálának,˝ ill. fénygörbe-idoskálának˝ is szokás nevezni. Meg-

mutatható, hogy ha a SN kezdeti sugara (R0) nagy, és a burok kezdeti termikus energiája Eth(0), a fényváltozás menete E (0) t t2 L (t) = th exp[ ]. (3.10) E τ τ τ2 d · − d − lc Mivel az exponensben a második tag dominál, a kezdeti luminozitás e-ed részére történo˝ lecsen-

gésének ideje éppen τlc lesz. Ez kb. megegyezik a 3.2. ábrán szereplo˝ fénygörbe konstans szaka- szának, a platónak a hosszával. Konstans s˝ur˝uség˝uSN-burokban (Arnett, 1980), ahol a homológ 2 tágulás miatt a teljes kinetikus energia Ek = 0,3Mvexp, a plató fázis idotartama˝

1/4 1,05 κ2M3 τlc . (3.11) ≈ βc Ek A valóság a fenti leegyszer˝usített képnélp valamivel komplikáltabb, ugyanis a platót valójában az ionizált hidrogén rekombinációja hozza létre, ennek megfeleloen˝ szinte kizárólag csak hidro- génben gazdag SN-ban (innen a II-P elnevezés) figyelheto˝ meg. Az ionizációt/rekombinációt a fenti Arnett-modell nem veszi figyelembe, az ezt is leíró modellt elsoként˝ Arnett & Fu (1989) dolgozta ki. Ennek megoldása már nem fejezheto˝ ki analitikusan, hanem numerikus módszerekre van szükség (lásd még az 5.3 fejezetben). Kisebb tömeg˝u, hidrogénszegény-, illetve kompakt objektum felrobbanásából létrejövo˝ SN esetén a 3.10 egyenlet nem adja vissza jól a megfigyelt fénygörbét. Ekkor egyrészt a lökéshullám nem képes elegendo˝ termikus energát átadni a buroknak, másrészt az adiabatikus tágulás gyorsan elviszi a kezdeti energiát. Így már több évtizede világossá vált, hogy léteznie kell valamilyen további f˝utési mechanizmusnak, amely a SN-t hosszú hónapokon keresztül láthatóvá teszi. Ezt az extra f˝utést a robbanás során keletkezett radioaktív elemek, foként˝ a 56Ni és az annak bomlásából létrejövo˝ 56Co további bomlása biztosítja. A radioaktív bomlás miatti f˝utés idofüggését˝ a következo˝ képlet adja meg:

t/τNi t/τCo t/τNi Lin = L0 f (t) = MNi(0) εNie− + εCo e− e− (3.12) · − h i

3.1. Kollapszár szupernóvák

180 τ lc = 10 nap τ = 20 nap 160 τlc lc = 30 nap 140

120

erg/s) 100 41 80 (10 bol

L 60

0 0 20 40 60 80 100 Robbanás óta eltelt napok

3.3. ábra. Különbözo˝ τlc idoskálájú˝ SN-fénygörbék összehasonlítása.

56 10 1 1 ahol MNi(0) a robbanásban keletkezett Ni kezdeti tömege, εNi = 3,97 10 erg s− g− a Ni- 9 ·1 1 bomlás energiatermelési rátája egységnyi tömegre, εCo = 7,26 10 erg s− g− a Co-bomlás ener- 1 · 1 giatényezoje,˝ τNi = 8,8 nap− a Ni-bomlás idoállandója,˝ τCo = 111,3 nap− a Co-bomlás idoál-˝ landója. (3.12)-t és a termodinamika elso˝ fotételét˝ felhasználva, a homológ módon táguló, radioaktív f˝utés˝uSN-burokban a luminozitás idofüggését˝

2 t 2 t t t t ′ + τ′ τ 2L0 τ τ τ2 d t′ h L(t) = e− lc − d f (t′)e lc + dt′ + LE (t) (3.13) τ Z0 · τ τ lc lc lc

adja meg (Chatzopoulos et al., 2012), ahol LE (t) a (3.10)-ben szereplo˝ luminozitás (ami a lökés- hullám által felf˝utött burok termikus energiájának kisugárzásából származik).

Kompakt objektum (jellemzoen˝ Ia vagy Ib/c típusú SN) robbanásakor R0 kicsi, τd τlc, így ≫ a fenti képletben az LE (t) tag elhanyagolhatóvá válik az elsohöz˝ képest. A radioaktív f˝utésbol˝ származó luminozitás kezdetben no,˝ mivel a betáplált energia nagyobb, mint a sugárzási diffúzió és az adiabatikus tágulás okozta veszteség. Megmutatható (Arnett, 1982), hogy az energiabevi- tel és -veszteség éppen a maximális luminozitás elérésekor válik egyenlové˝ (ez az ún. "Arnett-

szabály"). Ennek idoskálája˝ szintén a fentebb deﬁniált τlc = √2τhτd lesz. τlc így nemcsak a plató-fázis hosszát, hanem kompakt robbanó objektum esetén a maximumig tartó felfényesedés idejét is jellemzi. Ezt illusztrálja a 3.3. ábra. Erosen˝ ionizált gázban, mint amilyen a táguló SN-atmoszféra a fotoszferikus fázisban, a sza-

bad elektronokon történo˝ Thompson-szórás jóval erosebb˝ lehet, mint a valódi abszorpció: κT κa. ≫ Ez különösen a burok külso,˝ ritkább részein lesz jelentos,˝ ahol a fotoszféra található. Az elektron- szórás nem változtatja meg a fotonok spektrális eloszlását. A fotoszférából kijutó sugárzás tehát

3.1. Kollapszár szupernóvák

alapvetoen˝ feketetest-sugárzás lesz, de ennek homérséklete˝ annak a rétegnek (az ún. termalizációs rétegnek) a homérsékletét˝ tükrözi, ahol a termikus fotonok keletkeztek, melynek optikai mélysége (Eastman et al., 1996): κT + κa τthm . (3.14) ∼ 3κ r a Mivel ez a réteg a fotoszféránál mélyebben van, a fotoszférából kijutó ﬂuxus "felhígult" lesz:

π 2 Bν(T) fph = ζ πBν(T ) , (3.15) ≈ τthm

ahol Bν(T) a Planck-függvény, ζ az elektronszórás (és egyéb effektusok, lásd pl. Eastman et al., 1996; Dessart & Hillier, 2005) miatt fellépo˝ "korrekciós tényezo"˝ (dilution factor). Ez a korrekció különösen jelentos˝ (ζ2 0,5) lehet a vastag H-burokkal körülvett II-P SN-k esetén. ∼ A feketetest-kontinuum mellett a fotoszferikus fázisban a spektrum jellegzetes, kékoldali ab- szorpcióból és vörösoldali emisszióból álló P Cygni profilú spektrumvonalakat tartalmaz. Ezen vonalak létrejöttét nagyon szemléletesen meg lehet magyarázni egy klasszikus Schuster–Schwarz- schild-féle atmoszféramodellel: az átlátszatlan fotoszféra feketetest-kontinuumot sugároz ki; az efölött elhelyezkedo,˝ homológ módon táguló atmoszférában jönnek létre a színképvonalak. A vonalformáló mechanizmus a rezonáns szórás: az atomok a lokális sebességüknek megfelelo˝ Doppler-eltolódással fotonokat nyelnek el az adott átmeneteik hullámhosszán, majd igen rövid ido˝ elteltével újra kisugároznak egy ugyanolyan hullámhosszú fotont, csak más irányba. Az így elnyelt-kisugárzott (azaz szórt) foton az atmoszféra más helyein már nem nyelodik˝ el újra, mivel a nagy sebességgradiens miatt a Doppler-eltolódása más lesz, mint az atmoszféra más helyein lévo˝ atomok ugyanilyen átmeneteinek hullámhossza. Az ezt figyelembe vevo˝ ún. Szoboljev-közelítés értelmében az azonos Doppler-eltolódású helyek a SN-atmoszférában a látóirányra meroleges˝ sí- kok lesznek, és egy adott hullámhosszhoz tartozó fotonok kizárólag a nekik megfelelo˝ Doppler- eltolódású sík közvetlen közelében szóródnak. Ez a folyamat jellegzetes P Cygni vonalprofilokat eredményez; ennek részletei magyarul pl. Takáts Katalin PhD-értekezésében (2013) olvashatóak.

3.1.5. A nebuláris fázis

Rövidebb-hosszabb ido˝ (II-es típusú SN-knál 100 nap, I-es típusúaknál kb. 1 hónap) eltel- ∼ tével a táguló SN-maradvány annyira kiterjed és megritkul, hogy a látható tartományban teljesen átlátszóvá válik a fotonok számára (egy nagyon kicsi, legbelso˝ mag kivételével). Ekkortól kezdve mind a fénygörbe menete, mind a spektrum jellege megváltozik: a fénygörbe a radioaktív bom- lásból származó energiatermelés idofüggését˝ fogja tükrözni, a spektrumban pedig megjelennek az ionizált gázfelhokre˝ jellemzo˝ (gyakran tiltott átmenetekhez tartozó) emissziós vonalak (lásd 3.4. ábra). A fénygörbe menetét ekkor leginkább a 56Co 56Fe bomlás energiatermelése határozza meg, → mivel a jóval rövidebb (6,1 nap) felezési idej˝u 56Ni ekkora már jórészt átalakult kobalttá. A Co-

3.1. Kollapszár szupernóvák

100 4

56Co −> 56Fe 3 erg/s) 41 10 (10 2 bol Relatív fluxus L

1 Tγ = 316 nap Tγ = 141 nap Tγ = 100 nap 1 0 0 50 100 150 200 250 300 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Robbanás óta eltelt napok Hullámhossz (A) (a) (b)

3.4. ábra. Bal oldal: Különbözo˝ γ-szivárgású SN-atmoszférák fénygörbéi a nebuláris fázisban. A nyíl a Co-Fe bomlás idofüggésének˝ meredekségét szemlélteti. Jobb oldal: Az SN 2011fe (Ia) nebuláris fázisú színképe 324 nappal a robbanás után. A színes vonalak az egyes elemek tiltott vonalait jelölik. Piros: [Fe III]; narancs: [Fe II]; zöld: [Co III]; kék: [Ni II]; fekete: [Ca II].

bomlás azonban jóval bonyolultabb, mint a nikkelé (Nadyozhin, 1994): az esetek 81%-ában a K-héjról történo˝ elektronbefogással alakul át vassá, míg 19% valószín˝uséggel β+-bomlás történik, pozitronkibocsátással. Mindkét ágon keletkeznek neutrínók is, melyek a teljes bomlási energia kb. 18%-át elviszik. A maradék energia vagy direkt γ-sugárzás, vagy pozitronok formájában szabadul fel. A pozitronok gyorsan lefékezodnek˝ és annihilálódnak, így közvetve azokból is γ-sugárzás keletkezik. Az, hogy a fénygörbe milyen idofejl˝ odést˝ mutat, nagyban függ a γ-fotonok elnyelodését˝ ol˝ és termalizálódásától a SN-maradványban, azaz a τγ optikai mélységtol:˝

R τγ = κγρdr. (3.16) Z0

2 1 3 3 3 Mivel κγ 0,027 cm g , valamint R vexpt és ρ M/R Mv t , integrálás után az optikai ≈ − ∼ ∼ ∼ exp− − mélység idofüggésére˝ τγ(t) t 2 adódik. Így a fénygörbe (3.13)-ben lévo˝ kifejezéséhez még egy ∼ − 1 e τγ szorzótényezo˝ járul hozzá, ami a γ-sugarak elnyelodésének˝ mértékét fejezi ki. Ennélfogva: − −

2 (T0/t) L(t) = Lrad(t) 1 e− , (3.17) × − ahol Lrad(t) a teljes radioaktív bomlásból származó luminozitás (100%-os elnyelodést˝ feltételez- 2 ve), T0 = CκγM /Ek az optikai mélység idofüggetlen˝ tényezoje˝ az M tömeggel és az Ek kinetikus energiávalq kifejezve (Clocchiatti & Wheeler, 1997). A 3.4. ábra bal oldali graﬁkonja 3 különbözo˝ T0 értékhez tartozó SN-fénygörbét mutat be. A vastag H-burokkal körülvett II-P és II-L típusú SN-k általában közel 100%-os γ-elnyelodést˝

3.1. Kollapszár szupernóvák

mutatnak a nebuláris fázisban. A γ-szivárgás és így a kisebb T0 értékek általában a kisebb ledobott tömeg˝uIb és Ic típusokra jellemzok.˝ A nebuláris fázisban feltárul elottünk˝ egy korábbi csillag belseje, ami egyedi lehetoséget˝ biz- tosít a kémiai összetétel és az anyag egyéb jellemzoinek˝ vizsgálatára. A részben ionizált, átlátszó gázfelhoben˝ keletkezo˝ emissziós vonalak erosségéb˝ ol˝ közvetlenül kiszámíthatjuk a világító anyag mennyiségét. Egy optikailag vékony vonalat létrehozó anyagfelhoben˝ az adott átmenet felso˝ szint- jének teljes populációja (pl. Szalai et al., 2011)

λ F N = 4πD2 (3.18) u hc A ul

ahol F a vonal teljes (integrált) fluxusa, Aul a vonalhoz tartozó spontán emissziós átmeneti va- lószín˝uség (Einstein-koefficiens), D a SN távolsága. Ebbol,˝ valamint a Boltzmann- és Saha- egyenletek (vagy részletes NLTE-modellek) felhasználásából meghatározható az adott ion tömege a SN-maradványban. II-es típusú SN-k fontos jellemzoje˝ a nebuláris fázisban történo˝ porkondenzáció. Erre utaló megfigyelési bizonyítékok a következoek:˝

kontinuum emissziós többletsugárzás megjelenése a közeli- és középinfravörös tartomány- • ban

ezzel egyidej˝uleg az eros˝ emissziós vonalak kék oldalán megjeleno,˝ idoben˝ változó abszorp- • ció

erosöd˝ o˝ kontinuumpolarizáció az optikai tartományban. • A Spitzer-˝urtávcsovel˝ mért 16 II-P típusú SN-ból 12-nél lehetett hasonló, meleg porra utaló jeleket kimutatni (pl. Szalai & Vinkó, 2012). A jóval nehezebben észlelheto˝ hideg port elsoként˝ a mm- es és szubmm-es tartományban méro˝ ALMA interferométerrel fedezték fel a közeli SN 1987A belsejében (Indebetouw et al., 2014).

3.1.6. Kölcsönhatás a csillagkörüli anyaggal

Nagy tömeg˝ucsillagok fejlodése˝ során (lásd 3.1.1. fejezet) mindig jelentos˝ a tömegvesztés. A csillagszél formájában távozó anyag a robbanás elott˝ nem jut messzire, hanem csillagkörüli anyag (circumstellar matter, CSM) formájában a közelben marad, így a robbanás nem vákuumba, hanem a CSM felhobe˝ történik. S˝ur˝ubb CSM felho˝ esetén a SN-CSM kölcsönhatás jellegzetességei erosen˝ megjelennek a SN fénygörbéjén és színképében. Ha a robbanás elott˝ a csillagszél sebessége w, a CSM s˝ur˝usége r távolságban:

1 M˙ ρ(r) = , (3.19) 4πr2 w

3.1. Kollapszár szupernóvák

3.5. ábra. SN-CSM kölcsönhatás során kialakuló lökéshullám-mintázat. FS: fejhullám; CD: kontakt diszkontinuitás; RS: visszalökod˝ o˝ hullám.

ahol M˙ a tömegvesztési ráta. Konstans M˙ /w esetén a CSM s˝ur˝uségprofilja ρ(r) r 2 alakú lesz. ∼ − Egy ilyen s˝ur˝uségeloszlású gázfelhoben˝ terjedo˝ SN-maradvány jellegzetes lökésfront-struktúrát hoz létre (lásd pl. Chevalier & Fransson, 2003), melyet a 3.5. ábra szemléltet. Az ábrán látható SN-CSM kölcsönhatás hidrodinamikai szimulációját a FLASH2 hidrokóddal számoltam. A tágu- ló SN burok egy CSM felhoben˝ kifelé terjedo˝ lökéshullámot kelt, ez a fejhullám (forward shock, FS). A CSM eközben visszahat a SN-burokra, és egy abban befelé terjedo˝ visszalökod˝ o˝ hullámot (reverse shock, RS) hoz létre. A két hullámfront között található a burok/CSM határfront, ahol a termodinamikai mennyiségek ugrást szenvednek, ez a kontakt diszkontinuitás (contact discontinu- ity, CD). Néhány nap/hét elteltével, amikor a SN-maradvány és a lökésfront nagyobb méret˝uvé válik, a FS és RS frontok közti távolság elhanyagolhatóvá válik a SN-maradvány méretéhez képest. Ek- kor a lökéshullám átlagos méretének idofüggését˝ az alábbi hatványfüggvény írja le (Chevalier & Fransson, 2003): 1 3 n n 2 8πρ t v w − n 3 0 0 0 − Rs = t n 2 , (3.20) (n 4)(n 3)M˙ × − − − ahol feltettük, hogy a SN-maradvány belso˝ része konstans ρ0 s˝ur˝uség˝u, tágulási sebessége v0, a ma- n radvány ezen kívüli része pedig ρ r− alakú s˝ur˝uségprofilú, és a robbanástól a CSM-kölcsönhatás ∼ 2 kezdetéig eltelt ido˝ t0. Ez a képlet a fent említett ρ r s˝ur˝uségeloszlású CSM esetén érvé- ∼ − nyes. Általánosítása tetszoleges˝ s˝ur˝uségprofilú CSM felhore˝ megtalálható Nagy Andrea fizikus MS-diplomamunkájában (2012).

2http://flash.uchicago.edu

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

Mind a FS, mind a RS sugárzó lökéshullám, ezért hozzájárul a SN teljes luminozitásához. A FS által keltett sugárzás igen magas homérséklet˝u,˝ de viszonylag kis intenzitású, mivel a CSM s˝ur˝usége sokkal kisebb, mint a SN-buroké. A RS sugárzása jóval intenzívebb, ezért foként˝ ez ﬁgyelheto˝ meg (Chevalier & Fransson, 2003):

(n 3)(n 4) M˙ L = − − v3 , (3.21) rev 4(n 2)3 w exp −

ahol vexp ezúttal a RS-nál lévo,˝ még nem meglökött burok maximális tágulási sebességét jelenti. Eros˝ SN-CSM kölcsönhatás esetén Lrev akár felül is múlhatja a SN saját luminozitását. CSM-kölcsönhatást mutató SN-k spektruma jellegzetes emissziós vonalakat mutat (2.4. ábra), melyek a FS által felf˝utött és ionizált CSM rekombinációjakor jönnek létre. Ha a CSM anyaga foleg˝ hidrogén, a Balmer-sorozat jelenik meg emisszióban, de pl. az Ibn típusú SN-kban keskeny He-emissziókat látunk (2.5. ábra). A külso˝ megﬁgyelo˝ számára ilyenkor a fotoszféra jó ideig a CSM felhoben˝ van, maga a SN-maradvány ilyenkor nem is látható. A IIn és Ibn típusú SN-k idofejl˝ odése˝ így általában lassabb, mint a nem kölcsönható SN-ké, extrém esetekben akár évekig is világíthatnak az optikai tartományban. Különösen érdekesek az olyan esetek, amikor a SN-CSM kölcsönhatásra a robbanás után évek- kel/évtizedekkel késobb˝ kerül sor. Ennek oka feltehetoleg˝ az, hogy a tömegvesztési folyamat a robbanás elott˝ bizonyos idovel˝ már megsz˝unt, így a (ritkább) CSM a robbanó objektumtól távo- labb helyezkedett el. Erre jó példa az SN 1987A körüli CSM-gy˝ur˝ufelfényesedése (Fransson et al., 2015), vagy az Ib/c típusú SN 2001em eros˝ Hα emissziójának megjelenése 3 évvel a robbanást követoen˝ (Soderberg et al., 2004).

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

Több mint 50 éve vetette fel Hoyle & Fowler (1960) annak lehetoségét,˝ hogy az Ia típusú SN-k fehér törpék termonukleáris felrobbanásai lehetnek, amikor egy kettos˝ rendszerben a fehér törpe anyagátadás során túllépi a Chandrasekhar-határtömeget. A hipotézist, hogy a robbanó objektum mindig ugyanolyan tömeg˝ués kémiai összetétel˝u, az Ia szupernóvák színképének már akkor is ismert nagyfokú hasonlósága motiválta. Az azóta eltelt fél évszázadban lényegesen többet meg- tudtunk az Ia SN-k tulajdonságairól. Ezek rövid összefoglalását tartalmazza ez az alfejezet.

3.2.1. Lehetséges szüloobjektumok˝

Egy 50-50%-ban szénbol˝ és oxigénbol˝ álló fehér törpe Chandrasekhar-féle határtömege (ha

a rotációt nem vesszük ﬁgyelembe) MCh 1.44 M (Mazzali et al., 2007). A Chandrasekhar- ≈ ⊙ határtömeg közelében a s˝ur˝uség és a homérséklet˝ olyan naggyá válik, hogy létrejön a spontán C,O 56Ni fúzió. A fehér törpe anyaga elfajult állapotban van, a nyomás nem függ a homérséklett˝ ol,˝ →

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

ezért a keletkezo˝ fúziós energia nem okoz azonnali expanziót, hanem szinte teljes egészében a fúziós rátát növeli. Így a kezdeti "szikra" hamar a fehér törpét teljesen elborító fúziós lánggá válik, és a csillagot (majdnem) teljes egészében elégeti. Ezért az Ia típust gyakran termonukleáris SN-nak is nevezik. Ha a C/O fehér törpe teljes egészében elfuzionálna 56Ni-lé, a felszabaduló energia 2,2 ∼ × 1051 erg lenne. A megﬁgyelések szerint azonban nem a teljes tömeg, hanem csak kb. a fele, 0,6 M alakul át 56Ni-lé. Az anyag másik felébol˝ különbözo˝ átmeneti fémek (intermediate-mass ⊙ elements, IME: Mg, Si, S, Ca, Ti) keletkeznek. 0,6 M Ni keltésekor a felszabaduló teljes energia ⊙ 1,1 1051 erg, ami nagyon jó összhangban van a megﬁgyelésekkel. A fehér törpe gravitációs × kötési energiája kb. 0,5 1051 erg, így a fúziós energiafelszabadulás elegendo˝ a fehér törpe teljes × szétrobbantásához. A szétáramló maradvány homológ módon tágul, 104 kms 1 karakterisztikus ∼ − sebességgel.

A fenti egyszer˝ukép azt sugallja, hogy minden Ia SN kb. MCh tömeg felrobbanásakor jön létre, tehát a fénygörbe, a spektrum stb. nagymértékben homogén lesz. A mára több ezer katalogizált és megmért Ia SN fénygörbéje és spektruma azonban arról árulkodik, hogy ezek korántsem annyira homogén tulajdonságúak, mint azt a fenti, naiv modell sugallja. Ezenkívül az sem teljesen vilá- gos, hogy hogyan képes egy fehér törpe a Chandrasekhar-tömeg közelébe hízlalnia magát. Erre a magányos fehér törpék nagy valószín˝uséggel nem képesek. Ezért az elmúlt évtizedekben számos hipotézis született arra, hogy 1) miként éri el a Chandra- shekhar-tömeget a fehér törpe, 2) hogyan gyullad be a szén és az oxigén, és 3) miért lesznek a kialakuló Ia SN-k mégis különbözoek˝ (pl. Maoz et al., 2014). Az elso˝ kérdésre jelenleg két elfogadott hipotézis létezik:

a fehér törpe egy társcsillagtól az L1 ponton keresztül plusz anyagot kap. Ez a "szimpla • degenerált" (single-degenerate, SD) konﬁguráció

két fehér törpe alkotta kettos˝ rendszer össztömege nagyobb, mint MCh. Ez a "dupla degene- • rált" (double-degenerate, DD) konﬁguráció.

A fúzió beindulására szintén többféle elképzelés létezik. A SD-konﬁgurációban:

a fúzió spontán módon a fehér törpe belsejében indul be • a társcsillag He-ban gazdag anyagot juttat a fehér törpe felszínére. Ez a felszíni He-réteg • kezd el egy kritikus tömeg felett fuzionálni, ami begyújtja az alatta lévo˝ C/O fehér törpét is.

Ezzel szemben a DD-konﬁgurációban:

a két fehér törpe gravitációs sugárzással energiát veszít, és végül egymásba olvad; • a két fehér törpe egy hármas rendszerben kaotikus pályán mozogva véletlenül összeütközik. •

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

Mivel mindmáig egyetlen fehér törpét sem láttunk felrobbanni, így a fenti hipotézisek pusz- tán elméleti lehetoségeknek˝ tekinthetok.˝ Nem kizárt, hogy mind a SD-, mind a DD-konﬁguráció megvalósul a természetben. Magának a robbanásnak a lefolyása, konkrétan a robbanási hullám terjedésének komputer- szimulációi szintén kérdéseket vetettek fel. Ha az égésfront a lokális hangsebességnél lassab-

ban terjed (vbf < cs), "deflagráció"-ról, ellenkezo˝ esetben, szuperszonikus terjedésnél (vbf > cs) "detonáció"-ról beszélünk. Deflagráció esetén csak kevés 56Ni keletkezik, az anyag jórészt átme- neti fémekké ég el (Nomoto et al., 1984). Ezzel szemben tiszta detonáció során az anyag szinte teljesen 56Ni-lé alakul. A megfigyelt spektrumokat egyik eset sem tudja tisztán megmagyaráz- ni. Így alkották meg a "késleltetett detonáció" (delayed-detonation) modelljét (Khokhlov, 1991), amelyben a kezdetben deflagrációval terjedo˝ égésfront késobb˝ detonációvá alakul, így képes lesz legyártani a kello˝ mennyiség˝uelemeket. Mindemellett ez a robbanási modell sem teljesen önkon- zisztens, a detonációvá válás folyamata azóta sem tisztázott.

3.2.2. A fénygörbe jellemzoi˝

Ia-típusú SN-k fénygörbéjét nagyon jól leírja a (3.13) képlettel kifejezheto˝ Arnett-modell. Mi- 4 1 vel a robbanó fehér törpe sugara R0 0,01 R , a tágulási sebesség pedig vexp 10 km s− , így ≈ ⊙ ∼ τh τlc és τd τlc. A fénygörbe jellemzo˝ idoskálája˝ τlc lesz, ami körülbelül megegyezik a ma- ≪ ≫ ximumig tartó felfényesedés idejével. A fénygörbemodellben így a t/τd és a τh/τlc kifejezéseket tartalmazó tagok elhanyagolhatóak. A fénygörbe idofejl˝ odését˝ ilyen körülmények közt a radioak- tív Ni-Co-Fe bomlás miatti f˝utés és a homológ módon táguló atmoszférában végbemeno˝ sugárzási diffúzió alakítja.

A robbanást követo˝ néhány napban, amikor t τlc és t τNi, a Ni-bomlás idofüggése˝ elha- ≪ ≪2 nyagolható, így (3.13)-ben f (t) 1. Mivel ekkor exp[ (t/τlc) ] 1, ezért (3.13) így írható: ≈ − ≈ 2L t t t2 L(t) 0 ′ dt = L (3.22) τ Z τ ′ 0 τ2 ≈ lc 0 lc · lc

A kezdeti luminozitás tehát t2-tel arányosan no.˝ Ez annak az egyszer˝usített ﬁzikai képnek is meg- feleltetheto,˝ miszerint kezdetben a SN egy konstans homérséklet˝u,˝ állandó sebességgel táguló t˝uz- gömb, melynek luminozitása

L(t) = 4πR2σT 4 = 4πv2 t2σT 4 = konst t2 (3.23) exp ·

Az Ia SN-k átlagos felfényesedési ideje 17,4 0.2 nap (Hayden et al., 2010), de ennek ∼ ± eloszlása 13-tól 23 napig terjedhet. Magának a maximumnak az idopontja˝ hullámhosszfüggo.˝ Általában a Johnson-féle B-sz˝urovel˝ mért fénygörbe maximumidejét fogadják el, de ez inkább csak szokás, mintsem ﬁzikailag indokolható állítás.

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

80 nap 70 nap 60 nap 50 nap 40 nap 30 nap 1 20 nap λ 15 nap 10 nap 5 nap 0 nap

Normált F −5 nap −10 nap

0.1

3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Hullámhossz (A)

3.6. ábra. "Normál" Ia SN-k spektrumának idofejl˝ odése˝ E. Hsiao (2007) kalibrációja alapján.

Az Arnett-szabály értelmében (lásd 3.1.4. fejezet) a fénygörbe maximum idején a f˝utés és a kisugárzott teljesítmény kb. egyenlo.˝ Az Ia SN-k átlagos abszolút fényessége kb. 19 magnitúdó 43 1 − V-sz˝uroben,˝ ez nagyjából Lmax 1,2 10 erg s maximális luminozitásnak felel meg. Az ≈ × − Lmax = Lin feltételbol˝ (3.12) felhasználásával MNi(0) 0,56 M adódik, ami jó egyezésben van ≈ ⊙ a nagyobb mintából meghatározható MNi(0) 0,6 0,2 M eredménnyel (Howell et al., 2009). ∼ ± ⊙ Legújabban a nebuláris fázisban mért spektrumokból Childress et al. (2015) is hasonló értékeket kapott, habár mindkét tanulmány megállapítása szerint a "normál" Ia-tól eltéro,˝ de még mindig az Ia típusba sorolt eseteket is ﬁgyelembe véve a Ni-tömegek eloszlása a 0,1 – 1,0 M határok közé ⊙ esik. A fénygörbék részletes vizsgálatából (Scalzo et al., 2014) a ledobott tömegek eloszlása kb. a 0,8 – 1,45 M intervallumba esik, de az eloszlásfüggvény erosen˝ aszimmetrikus: a kisebb tömegek ⊙ felé elnyúlt, míg 1,45 M -nél éles levágás mutatkozik. Az ebbol˝ kirajzolódó összkép szerint az Ia ⊙ SN-k többsége valóban közel Chandrasekhar-tömeg˝ufehér törpe robbanásából származik, viszont

a minta legalább 40%-a határozottan MCh alatti ledobott tömegeket mutat. Ez az eredmény össz- hangban van a SN-ráták elemzésébol˝ adódó konklúzióval (lásd 2.5. fejezet), miszerint az Ia SN-k robbanó objektumai legalább kétféle populációs mintából származnak.

3.2.3. A spektrum jellemzoi˝ és idofüggése˝

A legtöbb Ia SN spektruma a 3.6. ábrán látható idofejl˝ odést˝ mutatja. Ezek az ún. "normál" Ia típusba sorolható SN-k. Az, hogy nem minden Ia tartozik ebbe a típusba, már több évtize- de nyilvánvalóvá vált (lásd 2.4.1. fejezet). A 2.6. ábrán látható empirikus altípusok mellett az utóbbi években több ﬁzikai alapú osztályozási séma is született, melyek általában spektroszkópiai jellemzokön˝ alapultak.

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

Nugent et al. (1995) vette észre, hogy a 6100 Å-nél lévo˝ és az 5750 Å-nél megjeleno˝ Si II vonalak erosségének˝ aránya, R(SiII), a SN abszolút fényességével antikorrelál: a fényesebb Ia SN-kra R(SiII) kisebb, mint a halványabbakra. Branch et al. (2006) két spektrális jellemzo,˝ a 6100 Å-nél lévo˝ és az 5750 Å-nél megjeleno˝ Si II vonalak pszeudo-ekvivalens szélessége (W(6100) és W(5750)) alapján négy spektrális alosztályt különböztetett meg:

W(5750) 0, W(6100) < 50 Å: "gyenge Si" (shallow silicon, SS) • ≈ W(6100) 100 25 Å, W(5750) 15 5 Å: "normál" (core normal, CN) • ∼ ± ∼ ± W(6100) > 150 Å: "széles vonalú" (broad line, BL) • W(5750) > 30 Å: "hideg" (cool). • Ezek részben megfeleltethetok˝ a korábbi empirikus altípusoknak, így pl. a "gyenge Si" alosztály a 91T altípusnak, a "hideg" alosztály a 91bg altípusnak felel meg, igaz, léteznek a köztes tarto- mányba eso˝ objektumok is. A Branch-féle spektrális osztályozás fontos elonye,˝ hogy kvantitatív, mérheto˝ kritériumokon alapul, szemben az empirikus, pusztán spektrumok hasonlóságára alapuló altípusokkal. Hasonló filozófiájú, de másféle fizikai jellemzon˝ alapuló osztályozást dolgozott ki Benetti et al. (2005). Az osztályozás alapja a Si II λ6355 vonal sebességének idobeli˝ változása (gradiense):

"halvány" (faint): v˙ 87 km/s/nap, alacsony sebességek • h i ∼ "nagy sebességgradiens" (high velocity gradient, HVG): v˙ 97 km/s/nap • h i ∼ "kis sebességgradiens" (low velocity gradient, LVG): v˙ 37 km/s/nap. • h i ∼ Wang et al. (2009) szintén a sebességeket hasonlította össze. A Si II λ6355 vonalból mért sebességek értékei alapján két jól elkülönülo˝ csoportot találtak:

1 nagy sebesség˝u(high-velocity, HV) csoport: vmax(SiII) > 12000 km s • − 1 normál sebesség˝u(normal velocity, NV) csoport: vmax(SiII) < 12000 km s . • − A Wang-féle osztályozás ﬁzikai alapjai egyelore˝ nem tisztázottak, de némi átfedést ez is mutat a korábbi csoportosításokkal, pl. a Wang-féle HV-osztály lényegében a Branch-féle BL-osztálynak felel meg, mivel a nagy sebesség˝uIa SN-k egyben szélesebb vonalakat is mutatnak, mint a "nor- mál" csoportba tartozók. A spektrumok idofejl˝ odése˝ (3.6. ábra) az összes fent említett altípusra többé-kevésbé hasonló. Branch et al. (2005) alapján négy szakaszt különítenek el:

premaximum: eros˝ Si II és Ca II; a fotoszféra sebességénél jóval nagyobb sebesség˝uCa II, • Si II és néha Fe II vonalak (high-velocity features)

3.2. Termonukleáris (Ia) szupernóvák

posztmaximum Si II-fázis: kb. 12 nappal a maximum utánig tart; csökkeno˝ HVF-ek, eros˝ • fotoszferikus Si II vonalak

Si II – Fe II átmeneti fázis: maximum után kb. 12 naptól 28 napig; egyre erosöd˝ o˝ Fe II • vonalak

Fe II fázis: maximum után kb. 1 hónaptól kezdve; kb. 100 napig a fotoszferikus fázishoz • hasonló Fe II-dominálta vonalak, késobb,˝ a nebuláris fázisban eros˝ [FeII], [CoII], [NiII] tiltott vonalak.

Az Ia SN-k a többi SN-típushoz képest jóval nagyobb mérték˝u homogenitást mutatnak – ennek ellenére léteznek formálisan az Ia típushoz sorolt, de pekuliáris színkép˝uSN-k. Ezekrol˝ részlete- sebben a következo˝ fejezetben lesz szó.

4. fejezet

Különleges szupernóvák

Az eddigi fejezetekben tárgyalt "tradicionális" SN-típusok kb. a 90-es évek végéig fedték le többé-kevésbé a megﬁgyelt jelenségeket. Az azóta eltelt másfél évtizedben azonban, köszönheto-˝ en az egyre extenzívebb, nagy égterületeket lefedo˝ tranzienskereso˝ észleloprogramoknak,˝ egyre- másra fedeztek fel olyan szupernóvához hasonló jelenségeket, melyek valamilyen szempontból kilógtak az addig ismert sémákból. Az alábbiakban ezen különleges (pekuliáris) SN-k leggyako- ribb típusait tekintem át.

4.1. Szupernóva-imposztorok

Szupernóva-imposztornak (SN impostor) azokat a tranzienseket tekintjük, melyek csúcsfényes-

sége a MV 12 – 14 abszolút magnitúdó tartományba esik. Ez a fényességtartomány a "kö- ∼ − − zönséges" nóvák (MV 10 magnitúdó) és a "valódi" szupernóvák (MV 16– 20 magnitúdó) ∼ − ∼ − − csúcsfényességei között helyezkedik el. Ezek a tranziensek általában nóvaszer˝uoptikai spektrumot mutatnak, vagyis egy kék kontinuumot, amelyre a hidrogén Balmer-sorozatának P Cygni proﬁlú vonalai rakódnak rá (4.1. ábra). A 1 H-vonalak szélessége kb. 500 – 1000 km s− , ez lényegesen kisebb, mint a SN-k jellemzo˝ vonal- szélességei. A 4.1. ábrán az eredetileg SN-nak vélt SN 2010U spektruma is szerepel, de késobb˝

kiderült, hogy egy nagyon fényes (MV 10,2 magnitúdó) extragalaktikus nóváról van szó (Cze- ∼ − kala et al., 2013). Ennek spektrumában a Balmer-vonalak mellett számos O I, C I, N I és Fe II vonal is megjelenik, ellentétben a SN-imposztorok spektrumával, melyekben a H mellett csak a He-vonalak azonosíthatóak (az 5000 Å körüli eros˝ emissziós vonalak a gazdagalaxis intersztelláris anyagában keletkezo˝ [O III] tiltott átmenetektol˝ származnak). Sokan a SN-imposztorok elofutáraként˝ tekintik az SN 1961V objektumot, melyet F. Zwicky V típusú SN-nak nevezett el. Ennek csúcsfényessége szintén 12 magnitúdó körüli volt, és spekt- − ruma keskeny emissziós Balmer-vonalakat mutatott. Bár vannak, akik szerint az SN 1961V egy valódi (igaz, pekuliáris) SN-robbanás volt, és a szülocsillag˝ a robbanásban teljesen megsemmisült (Kochanek et al., 2011), Van Dyk & Matheson (2012) HST -felvételeken megtalálni vélte a kitörést

4.1. Szupernóva-imposztorok

100 PSN J12355230+2755559 PSN J10523453+2256052 2010dn 2010U

10 Fluxus

Hβ He/Na Hα

0.1 4000 5000 6000 7000 8000 9000 Hullámhossz (A)

4.1. ábra. SN-imposztorok optikai spektrumai, összehasonlítva az SN 2010U fényes extragalaktikus nóva (Czekala et al., 2013) spektrumával.

produkáló objektumot. A jelenleg legelfogadottabb elképzelés szerint a SN-imposztor egy nagyon nagy tömeg˝u(M > 40 M ), ún. fényes kék változócsillag (Luminous Blue Variable, LBV) kitörése, amely nem vezet ⊙ a csillag teljes megsemmisüléséhez, és néhány éves idoskálán˝ többször is elofordulhat.˝ Ezek a kitörések hasonlóak lehetnek, mint a Tejútrendszerben az η Carinae 1838–1858 között mutatott "nagy kitörése" (Giant Eruption; lásd pl. Rest et al., 2012). Felvetodik˝ a kérdés, vajon az LBV-kitörések után végül eljuthat-e a csillag a tényleges magkol- lapszusig, és válhat-e belole˝ "valódi" kollapszár SN? Az utóbbi néhány évben született észlelések szerint talán igen: az SN 2009ip SN-imposztor többszöri újrakitörés után 2012-ben 18 abszolút − magnitúdóig fényesedett fel, egyesek szerint egy új IIn típusú SN-vá vált (Mauerhan et al., 2013). Hasonló nagyságrend˝u( 17 mag) csúcsfényességet produkált a SNHunt275 (iPTF13efv) nev˝u ∼ − másik ismert SN-imposztor (Vinkó et al., 2015). Ezekrol˝ a tranziensekrol˝ a 9.1. fejezetben saját eredményeket mutatok be. Szintén a SN-imposztorokhoz sorolhatóak a néhány éve felfedezett fényes vörös nóvák (Lumi-

nous Red Novae, LRN), melyek szintén MR 12 magnitúdó csúcsfényesség˝utranziensek, spekt- ∼ − rumuk és fénygörbéjük azonban az LBV-szer˝utranziensektol˝ különbözo˝ (Kasliwal et al., 2011). A spektrum ugyan szintén keskeny Balmer-emissziókat mutat, ezek azonban nem kék, hanem vörös kontinuumra rakódnak rá. A vörös szín feltehetoen˝ nem intersztelláris por okozta vörösödés, hanem a tranziens valódi színe, bár ez a kérdés még nem egészen tisztázott. A H-vonalak mellett a spektrum Ca II és [Ca II] (tiltott) vonalakat is mutat. A fénygörbe a többi SN-imposztorhoz ké- pest jóval lassabb fejlodés˝u,˝ a vörös színekben platószer˝u, 50 - 60 nap hosszú konstans szakaszt is mutathat. Kulkarni et al., (2007) szerint az LRN-ek a tejútrendszerbeli V838 Mon-hoz hasonló jelensé-

4.2. Pekuliáris Ia szupernóvák

gek. Ez utóbbit sokan két objektum (csillag-csillag, vagy csillag-bolygó) összeolvadásának (merger) tulajdonítják, mindenesetre nem LBV-szer˝unagyon nagy tömeg˝ucsillag kitörései okozzák. Mivel a jelenleg ismert LRN-ek száma kb. fél tucat, egyértelm˝ukonklúziót a szülocsillag˝ miben- létérol˝ egyelore˝ korai lenne mondani. A 2015-ben az M101-ben felfedezett LRN-rol˝ (iPTF13afz) szintén a 9.1. fejezetben közlök új eredményeket.

4.2. Pekuliáris Ia szupernóvák

Habár az elmúlt évtized a SN-felfedezések valóságos dömpingjét hozta, a rendesen végigköve- tett SN-k száma még mindig kb. egy nagyságrenddel kisebb, mint a felfedezetteké. De még így is elegendo˝ számú mérés született annak megállapítására, hogy az ismert SN-típusokon belül is ha- tározottan találhatók pekuliáris (különleges) esetek. Ezek többé-kevésbé besorolhatóak az ismert osztályokba/alosztályokba, de bizonyos mérheto˝ jellemzoik˝ tekintetében határozottan különböz- nek a "mainstream" SN-któl. Nem véletlen, hogy leginkább az Ia típus diverzifikálódását lehetett megfigyelni, mivel mind- máig ebbol˝ a típusból fedeznek fel évente a legtöbbet. 2000 után az Ia típuson belül három új csoportot is definiáltak: a "szuper-Chandrasekhar Ia" (Ia-SC), a "kölcsönható Ia" (Ia-CSM) és az Iax (korábban Ia-02cx) alosztályokat. Az Ia-SC alosztályt az alábbiak jellemzik (Howell et al., 2006; Taubenberger et al., 2013):

a fénygörbén hiányzik a másodlagos maximum a vörös tartományban • a tágulási sebesség ( 8000 km s 1) kisebb, mint az Ia-knál megszokott • ∼ −

a bolometrikus fénygörbékbol˝ MNi 1,0 M adódik • ∼ ⊙ a ledobott tömeg 2 M , amely nagyobb, mint a Chandrasekhar-tömeg. • ∼ ⊙ Mindezek mellett a maximum elotti˝ spektrumokban viszonylag eros˝ C II vonal ﬁgyelheto˝ meg, ez mintegy diagnosztikai jellemzoként˝ szolgál az Ia-SC SN-k azonosításában. Mivel a C II az Ia SN-k csak kisebb részében jelenik meg, és ott se eros˝ vonalként, ez mindenképpen arra utal, hogy az Ia-SC SN-k robbanó objektumai (vagy robbanási mechanizmusai) másmilyenek, mint a "normál" Ia-ké. A 4.2. ábra bal oldali graﬁkonja egy ilyen Ia-SC SN spektrumait mutatja be (Par- rent et al., 2015; a spektrumokat a 10 m-es dél-afrikai SALT távcsovel˝ készítettem). Jól látható a maximum elott˝ 2 héttel készült spektrumban az eros˝ C II abszorpció, amely a maximum kör- nyékén készült spektrumban már nagyon gyenge. Ez utóbbi spektrum többé-kevésbé megfelel egy "normál" Ia spektrumnak. A jelenlegi elképzelések szerint az észleléseket leginkább egy olyan modell tudja konziszten- sen megmagyarázni, amelyben a termonukleáris robbanást szenvedo˝ fehér törpe egy szénben és oxigénben gazdag, 0,6-0,7 M tömeg˝uburokba van beágyazódva. A burok lehet pl. egy ket- ∼ ⊙ tos˝ rendszerben történo˝ összeolvadás maradványa. Mivel az ismert esetek száma jelenleg 5, így

4.2. Pekuliáris Ia szupernóvák

1.4 2.2 −14 nap 49 nap −1 nap 2 80 nap 1.2 C II 1.8 SN 2012dn Fe II 1 (Ia−SC) 1.6 SN 2013dn 1.4 O I (Ia−CSM) 0.8 Mg II 1.2 0.6 1 0.8 Ca II Normált fluxus Normált fluxus 0.4 S II 0.6 Fe II 0.4 0.2 Fe III Hα Si II Ca II 0.2 0 0 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Hullámhossz (A) Hullámhossz (A) (a) (b)

4.2. ábra. Bal oldal: Az SN 2012dn Ia-SC spektrumai a maximum elott˝ 2 héttel (piros) és a maximumhoz közel (kék). Az elemek azonosítása Parrent et al., (2015) alapján történt. Jobb oldal: Az SN 2013dn Ia-CSM spektrumai a nebuláris fázisban (Fox et al., 2015).

egyelore˝ stabil konklúziót nem lehet elvárni, mindenesetre ez egy szó szoros értelmében vett forró terület az Ia SN-k ﬁzikájának kutatásában. Az Ia-CSM alosztály elso˝ képviseloje˝ a SN 2005gj volt, amelynél a viszonylag normális Ia- színképeket követoen˝ a késoi˝ spektrumokban eros˝ Hα-emisszió jelent meg (Aldering et al., 2006). Ezután kb. tucatnyi hasonló Ia SN-t azonosítottak (Silverman et al., 2013; Leloudas et al., 2015; Fox et al., 2015). Az SN 2013dn két spektrumát (ezeket J.M. Silverman készítette a texasi HET távcsovel)˝ a 4.2. ábra jobb oldala mutatja. Szembet˝uno˝ a nebuláris fázisban eroteljes˝ Hα-emisszió. A színkép többi része nagyjából megfelel egy "Fe II-fázisú" (lásd 3.2.3. fejezet) Ia SN spektrumá- nak kb. 2 hónappal a maximum után. Az Ia-CSM alosztály robbanó objektumairól nagyon keveset tudunk, egyáltalán nem világos a láthatóan s˝ur˝uCSM eredete. Az Iax-alosztály elsoként˝ felfedezett tagja a SN 2002cx volt (Li et al., 2003). Ezt akkoriban a "legkülönlegesebb Ia SN"-nak vélték, de azóta kiderült, hogy számos hozzá hasonló SN létezik. Ezeket kötötte össze Foley et al., (2013) az új Iax-alosztályba. Az ide tartozó SN-k fobb˝ jellemzoi:˝

a normál Ia-khoz képest kisebb csúcsfényességek ( 14 – 19 magnitúdó) • ∼ − − jóval lassabb tágulási sebességek ( 2000 – 9000 km s 1) • ∼ − eros˝ Fe II vonalak, relatíve gyenge Si II •

változó ledobott tömeg: Mej 0,5–1,3 M . • ∼ ⊙ A 2.6. ábrán látható az Iax típusú SN 2011ay spektruma maximum idején. Jellegzetes a normál Ia-khoz képest gyenge Si II, illetve a kék tartományban az eros˝ Fe II blend megjelenése. Foley et al., (2013) szerint a legvalószín˝ubb robbanó objektum egy C/O fehér törpe, amely egy He-gazdag

4.3. Szuperfényes szupernóvák

-23

-22.5

-22

-21.5

-21 Abszolút magnitúdó

-20.5 19 mag 22 mag SLSN-I SLSN-II -20 0.01 0.1 1 Vöröseltolódás

4.3. ábra. Az ismert szuperfényes szupernóvák abszolút fényessége a vöröseltolódás függvényé- ben. A körök a SLSN-I, a háromszögek a SLSN-II típusokat jelölik. A ferde pontozott vonalak a mellettük szereplo˝ határmagnitúdónak megfelelo˝ tartományt határolják.

társcsillagtól kap anyagot, amely aztán a fehér törpe felszínére hullva detonál, ezzel begyújtva a fehér törpén a nukleáris fúziót. Ezt az összképet erosíti˝ a SN 2012Z (Iax) HST-vel felfedezett kék szülocsillaga˝ (McCully et al., 2014), amelyrol˝ felteheto,˝ hogy a fenti modellben feltételezett He-csillag. Ez az alosztály jelenleg a legnépesebb a pekuliáris Ia SN-k között, de talán a leginkább heterogén is, ezért egyértelm˝ukövetkeztetést nem lehet levonni a rendelkezésre álló adatokból. Mindenesetre vannak, akik még ezen robbanások termonukleáris jellegét is kétségbe vonják, és inkább a kollapszár SN-khoz vélik hasonlónak ezeket (pl. Valenti et al., 2009). Egy különleges Iax-rol,˝ a SN 2011ay-ról a saját munkáim között mutatok részletesebb eredmé- nyeket.

4.3. Szuperfényes szupernóvák

Azt, hogy léteznek akár 21 magnitúdó csúcsfényességet is meghaladó abszolút fényesség˝u − szupernóvák, elsoként˝ a SN 2005ap felfedezése bizonyította be (Quimby et al., 2007). Az azóta eltelt évtizedben kb. 50 hasonló objektumot találtak (ezek kb. felét a 2010 óta m˝uködo˝ Pan- STARRS1 égboltfelméro˝ program fedezte fel). Ezek közös jellemzoje˝ a maximumban 21 mag- − nitúdót eléro,˝ vagy azt meghaladó abszolút fényesség az optikai tartomány minden hullámhosszán. Ezért ezeket az objektumokat az elso˝ felfedezok,˝ Robert Quimby és J. Craig Wheeler javaslatára "szuperfényes szupernóvá"-nak (super-luminous supernova, SLSN) nevezték el. Az évente több száz újonnan felfedezett SN között az évi 2 – 3 SLSN kimondottan ritka jelenségnek számít, így ezek az objektumok a "tradicionális" SN-khoz képest jóval kisebb gyakorisággal bukkannak fel az Univerzumban.

4.3. Szuperfényes szupernóvák

-23

-22

-21 Hβ

-20 1 Hα -19 C II

Fluxus O II -18

Bolometrikus magnitúdó -17 2006gy (IIn) 2008es (IIn) 2008am (IIn) -16 2007bi (Ic) 2006gy (IIn) 2010kd (Ic) 2010kd (Ic) 2011fe (Ia) 2005ap (Ic) -15 0.1 0 50 100 150 200 3500 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 7500 8000 A robbanás óta eltelt idő (nap) Hullámhossz (Angström) (a) (b)

4.4. ábra. Bal oldal: SLSN-k fénygörbéinek összehasonlítása a SN 2011fe (Ia) fényváltozásával. A SLSN-k egy része kimondottan lassú fényváltozást mutat, de vannak köztük az Ia-hoz hasonló idofejl˝ odést˝ mutatók is. Jobb oldal: SLSN-k spektrumai a maximális fényesség idején. A SLSN- II típusra a hidrogén-, míg a SLSN-I típusra a CII és OII vonalak jellemzok.˝ A maximum után mindkét típusban eros˝ FeII vonalak jelennek meg.

A SLSN-k a "hagyományos" SN-khoz hasonlóan két fo˝ típusra oszlanak: vannak eros˝ hid- rogénvonalakat mutató SLSN-k (SLSN-II, tipikus képviselojük˝ a SN 2006gy, Ofek et al., 2007; Smith et al., 2007), illetve léteznek hidrogént nem tartalmazó SLSN-ek (SLSN-I, pl. SN 2005ap, Quimby et al., 2007). Ez utóbbi altípusba tartozik az eddig felfedezett mintegy 50 SLSN többsége. Gal-Yam összefoglaló cikkében (Gal-Yam, 2012) külön alcsoportba sorolja az ún. párinstabilitás mechanizmussal felrobbanó SLSN-ket (pl. SN 2007bi), a késobbi˝ észlelések azonban ennek az altípusnak a létét kérdésessé tették (lásd pl. Nicholl et al., 2013). A 4.3. ábra az ismert SLSN-k abszolút fényességeinek eloszlását mutatja a vöröseltolódásuk függvényében. Látható, hogy a legtöbb SLSN z > 0,1 vöröseltolódásnál távolabb jelent meg. A kevés kivétel egyike az egyik prototípus, a SN 2006gy volt (z = 0,019), amely azonban annyira közel volt a gazdagalaxis magjához, hogy közelsége ellenére igen nehezen volt tanulmányozható. A SLSN-k fénygörbéit és spektrumait a 4.4. ábra mutatja. Az Ia típusra jellemzo˝ 17 napos ∼ felfényesedési idohöz˝ képest a SLSN-k között nem ritka a 40-80 napos felfényesedést mutató objektum. Ez azonban nem általános, sok SLSN fénygörbéje a normál SN-khoz hasonló idofejl˝ odés˝u.˝ A spektrumok tekintetében a SLSN-II-k leginkább a IIn típusra hasonlítanak. A SLSN-I típusúak különleges spektrumúak, ezekhez az Ic típus áll a legközelebb, de hangsúlyozott különbségek mu- tatkoznak mind az egyes spektrális jellemzok˝ megjelenése, mind azok idofejl˝ odése˝ tekintetében. Részletesen lásd pl. Gal-Yam (2012) összefoglaló cikkét. A SLSN-k ﬁzikai jellemzoir˝ ol˝ a közvetlenül megﬁgyelhetoeken˝ (fényesség, tágulási sebesség, kémiai összetétel) egyelore˝ igen keveset tudunk. A tágulási sebességek nagyjából hasonlóak az Ia SN-k sebességeihez, azaz kb. 10000 km s 1 nagyságrend˝uek. A felfényesedési idok˝ és ∼ −

4.3. Szuperfényes szupernóvák

sebességek alapján (κ 0,1 átlagos opacitást feltételezve) (3.9) alapján 30 napos felfényesedési ∼ idohöz˝ 7 M , 60 naphoz 28 M ledobott tömeg tartozik (itt a becslés bizonytalanságához nagyban ⊙ ⊙ hozzájárul az opacitás értékének pontatlansága, illetve a képlet levezetésekor feltételezett konstans s˝ur˝uségeloszlás, ami szinte bizonyosan nem teljesül a valóságban).

21 magnitúdó csúcsfényesség eléréséhez az Arnett-szabály értelmében kb. MNi 8 M kez- − ∼ ⊙ deti radioaktív Ni-tömeg szükséges. Ez egy nagyságrenddel több, mint amennyit a legtöbb Ni-t szintetizálni képes Ia SN-k produkálnak. Ekkora mennyiség˝uNi keltésére jelen ismereteink szerint egyedül a párinstabilitás robbanási mechanizmus képes. Ebben az esetben a feltételezett nagy tö- meg˝ucsillag magjában (még a vasmag elérése elott)˝ a nagy fotons˝ur˝uség hatására elektron-pozitron párok keletkeznek. A párkeltés hatására a fotons˝ur˝uség, így a fotonnyomás is radikálisan csökken, így a csillagmag összeomlik, hasonlóan a kollapszár SN-khoz (3.1.2 fejezet). A modellszámítások szerint azonban az ehhez szükséges csillagtömeg 100 M nagyságrend˝u, ami kétségessé teszi, ∼ ⊙ hogy ez a mechanizmus lenne felelos˝ a SLSN-k többségéért. Jelenleg sem a robbanó objektum(ok) természete, sem a robbanás pontos oka nem tisztázott. Az, hogy mi okozza a nagyon eros˝ maximális luminozitást, szintén intenzív kutatás tárgya. A fenti okok miatt a Ni-f˝utést a kutatók többsége elveti, habár nem elképzelhetetlen, hogy ha nem is teljesen, de részben a Ni-Co bomlás is hozzájárul az összfényességhez. További ötletként mindmáig az alábbi f˝utési mechanizmusok vetodtek˝ fel:

magnetár (mágnesezett neutroncsillag) mágneses fékezodése˝ (Woosley, 2010; Dessart et al., • 2012)

kölcsönhatás nagy tömeg˝u, s˝ur˝uCSM burokkal (Smith & McCray, 2007; Chevalier & Irvin, • 2011).

Ezek közül jelenleg talán a magnetár-hipotézis a legnépszer˝ubb a kutatók között, de ez inkább csak annak köszönheto,˝ hogy ez a modell viszonylag kevés paraméterrel képes sokféle idoská-˝ lájú fénygörbét eloállítani,˝ így mindenféle megﬁgyeléshez könnyen "idomítható". A különbözo˝ fénygörbemodellek részletes összehasonlítását mutatta be Chatzopoulos et al., (2013), ebben a munkában én is részt vettem. A SLSN-k vizsgálata során elért eredményeimet a 9.3. fejezetben ismertetem.

5. fejezet

Vizsgálati módszerek

Ebben a fejezetben a munkám során alkalmazott mérési és adatfeldolgozási módszereket ismertetem röviden. Nem célom az egyes módszerek alapoktól kezdod˝ o,˝ minden részletre kiterjedo˝ bemutatása, inkább azokra a speciﬁkumokra fókuszálok, amelyeket az általam vizsgált szupernó- vák kutatásánál alkalmaztam.

5.1. Fotometriai mérések

A szupernóvák idoben˝ változó fényesség˝utranziens objektumok. A fénygörbe minden egyes fázisa egyedi és megismételhetetlen információ forrása lehet. Ennélfogva rendkívül fontos, hogy a vizsgált objektumokról minél szélesebb hullámhossztartományon, minél jobb idobeli˝ lefedettség˝u és jel/zaj viszonyú fénygörbével rendelkezzünk. Habár az extragalaktikus szupernóvák általában csillagszer˝u, azaz képalkotással felbonthatat- lan objektumok, fotometriájuk jóval nehezebb, mint a "közönséges" csillagoké. Ennek oka foként˝ a gazdagalaxis jelenléte, ami jelentosen˝ befolyásolja az objektum megjelenését. Ha a SN a galaxis magjához közel bukkan fel, néha szinte észrevehetetlenül beleolvad a környezetének fényességébe. Ilyenkor kizárólag a digitális képlevonás segíthet. A galaxis korongjában felt˝uno˝ SN esetén sem egyszer˝uaz észlelo˝ csillagász élete, mivel gyakran a közeli spirálkarok, H II területek és más objektumok jelenléte miatt a SN környezetének fényességeloszlása rendkívül inhomogén. Ez nagyon megnehezíti a lokális háttérfluxus meghatározását. A SN képének profilja elvileg ugyanazzal a függvénnyel (point-spread function, PSF) írható le, mint a többi leképezett pontforrásé, csakhogy az inhomogén háttér miatt magának a SN profiljának az elkülönítése is sokszor gondot okoz. Ezek a nehézségek a CCD detektorok elotti˝ korszakban lényegében lehetetlenné tették a meg- bízható SN-fotometriát. CCD-vel készült méréseken jóval nagyobb valószín˝uséggel lehet fotomet- riát végezni, azonban az egyszer˝uapertúra-fotometria (amikor az objektum köré egy kört veszünk fel, és azon belül eso˝ pixelek fluxusait egyszer˝uen összeadjuk) a legritkább esetben alkalmazható. A profilillesztéses (PSF-) fotometria a galaxiskorongba eso˝ SN-k esetében jóval megbízhatóbb mé- rést jelenthet, azonban a PSF meghatározása a földfelszínrol˝ készült méréseknél gyakran nehézkes,

5.1. Fotometriai mérések

1.2 B V R 1 I g r 0.8 i z

0.6

0.4 Áteresztés (rel.egys.)

0.2

0 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 11000 12000 Hullámhossz (A)

5.1. ábra. Az optikai fotometriában használt BVRI és griz sz˝urorendszerek˝ áteresztési görbéi

hibákkal terhelt. Nagyobb esély kínálkozik erre az ˝urtávcsöves mérések esetén, amikor a légkör zavaró hatása nem lép fel, így a PSF elvileg idoben˝ stabilnak tekintheto.˝ Azonban ez sem minden ˝urtávcsore˝ igaz. Például az általam is használt Swift és Spitzer ˝urtávcsövek speciális kamerái méréstechnikai korlátok miatt nem alkalmasak a PSF-fotometria alkalmazására (lásd lentebb).

5.1.1. Optikai tartomány

A szupernóvák a fotoszferikus fázisban a csillagokhoz hasonló effektív homérsékleteket˝ mutatnak, így a sugárzásuk maximuma kb. az optikai tartományba (4000–8000 Å közé), vagy annak közelébe esik. Ennek a tartománynak nagy elonye,˝ hogy a földfelszínrol˝ is lehet méréseket végezni, ennélfogva a legtöbb általam is felhasznált fotometriai mérést ebben a tartományban készítettük. Habár a változócsillagok fotometriájának Magyarországon legalább fél évszázados hagyománya van, a fenti nehézségek miatt szupernóva-fotometriára kizárólag a CCD-korszakban kerülhetett sor. Tudomásom szerint az általam kezdeményezett kutatóprogram volt az elso,˝ amely a piszkéste- toi˝ Schmidt-távcsovel˝ 2000 után szisztematikus SN-fotometriai vizsgálatokba kezdett. Az elmúlt 15 évben számos szupernóváról vettünk fel fénygörbéket, kezdetben kizárólag a Johnson–Cousins- féle BVRI sz˝urokkel˝ (5.1. ábra). 2010 után a Bajai Obszervatórium 50 cm-es Bajai Asztroﬁzikai Robottávcsovel˝ (BART) a Sloan Digitized Sky Survey (SDSS) által használt griz sz˝urorendszerrel˝ is sok mérést készítettünk, melyek nagyon jól kiegészítették a Piszkéstetor˝ ol˝ végzett tradicionális Johnson–Cousins-fotometriát (a BART az elso˝ hazai griz-sz˝urokkel˝ felszerelt csillagászati méro-˝ berendezés volt, azóta ezt a rendszert több más hazai kutatócsoport, köztük Lendület-csoport is átvette és alkalmazza). A fénygörbéket az esetek túlnyomó többségében PSF-fotometriával vettük fel. Ehhez az Image

5.1. Fotometriai mérések

(a) (b)

5.2. ábra. Az SN 2011fe (bal oldal) és a SN 2013ej (jobb oldal) BV I-sz˝urokb˝ ol˝ kombinált felvételei a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcsovel.˝

Reduction and Analysis Facility (IRAF1) képfeldolgozó programcsomag DAOPHOT modulját használtam, melyhez saját fejlesztés˝uscripteket írtam. A nagyméret˝uCCD-kamerák képein a csillagok proﬁlja a látómezo˝ közepén és szélein kissé eltéro,˝ ezért térben változó, koordinátafüggo˝ PSF-modellt alkalmaztam. Apertúra-fotometriát kizárólag akkor használtam, amikor a SN egy kö- zeli, nagyobb méret˝ugalaxis külso˝ részénél látszott (pl. SN 2011fe az M101-ben, vagy a SN 2013ej az M74-ben (5.2. ábra). A környezet hátterét minden esetben az objektum köré írt gy˝ur˝ube eso˝ pixelek fényességeinek átlagával közelítettem. A gy˝ur˝ubelso˝ sugara a proﬁl félértékszélességének kétszerese, vagy háromszorosa volt, a környezet fényességeloszlásától függoen.˝ Képlevonás alkalmazására szintén saját fejlesztés˝ukódot írtam. Ennek felhasználására azonban csak foként˝ a BASSUS keresoprogramunkban˝ (lásd 2.2 fejezet) került sor. Fotometriára az általam részletesen vizsgált SN-k esetén a PSF-fotometria elegendo˝ pontosságúnak bizonyult. A fotometriából közvetlenül nyerheto˝ instrumentális fényességek szisztematikusan eltérnek a nemzetközi standard rendszertol,˝ a távcso,˝ a sz˝urok˝ és a detektor egyedi jellegzetességei miatt. Ezért nagyon fontos a kapott instrumentális fényességek standard rendszerbe történo˝ transzformá- ciója. Az ehhez szükséges kalibrációs méréseket a BVRI rendszerben a Landolt-féle kalibrációs területek fotometriájából kaptam (ezeket a méréseket mindig holdmentes, jó légköri viszonyú éj- szakákon készítettük). A griz rendszerben nem volt szükség külön kalibrációs területek észlelésére, mivel az SDSS katalógusban általában sok olyan objektum volt található, melyek egy látómezobe˝ estek a mért szupernóvákkal. Így ekkor ezeket a közeli objektumokat használtam referenciaként. Megjegyzendo,˝ hogy az SDSS egy galaxisokra irányuló felmérés volt, hosszú expozíciós idoket˝ használt, ezért a fényes csillagok mindegyike az SDSS képein beégett. A fényes csillagok SDSS- fotometriája ezért szisztematikus hibákat tartalmaz. Ennek kiküszöbölése érdekében csak olyan

1http://iraf.noao.edu

5.1. Fotometriai mérések

lokális összehasonlítókat használtam referencia-objektumként, melyek biztosan csillagok, és a fé- nyességük r sz˝uroben˝ 14 magnitúdónál halványabb volt. A standard rendszerbe történo˝ transzformáció alapvetoen˝ csillagok fotometriájára alapul. Mi- vel a SN-k spektruma sokban különbözik a csillagokétol,˝ ezek standard transzformációja nem lesz tökéletes. Tapasztalataim szerint a kapott standard fényességek szisztematikus hibája elérheti a 0,1 magnitúdót. Ennél pontosabb kalibrációra elvben nincs lehetoség,˝ a megfelelo˝ kalibráló objektumok hiánya miatt. A változócsillagok méréseinél manapság rutinszer˝u0,01 magnitúdós pontosság a SN-fotometriában elérhetetlen, a mérés jel/zaj viszonyaitól függetlenül. Munkám során többször dolgoztam a Hubble ˝urtávcso˝ (Hubble Space Telescope, HST ) archí- vumából letöltött adatokkal. Ezek fotometriája speciális eljárásokat és kalibrációkat igényel. Erre a komplex feladatra az Andrew Dolphin által hosszú évek során kifejlesztett DOLPHOT kódot2 alkalmaztam, amely minden egyes sz˝urore˝ külön letöltheto˝ PSF-modellt használ, és ﬁgyelembe veszi a HST CCD-kameráinak specialitásait (pl. a töltésléptetés-hatékonyság, azaz a "charge transfer efﬁciency" korrekcióját). A HST speciális optikai sz˝urokkel˝ van felszerelve, amelyek kissé külön- böznek a földi Johnson–Cousins-sz˝urokt˝ ol.˝ Az ezekkel kapott fotometriát szintén a DOLPHOT segítségével transzformáltam át a Johnson–Cousins-rendszerbe.

5.1.2. Nem optikai tartomány

A szupernóva-robbanások jelentos˝ mennyiség˝usugárzást bocsátanak ki a nem optikai tarto- mányokban. Ezekben viszont csak a földi légkörön kívülrol˝ lehet méréseket készíteni. Én az ultraibolya (UV-) és röntgentartományban a Swift ˝urtávcsövet, a közepes infravörös (MIR-) tarto- mányban a Spitzer ˝urtávcsövet használtam a kutatásaim során. Mindkét m˝uholdon több m˝uszer is rendelkezésre áll, ezek használatát ismertetem röviden. A Swift ˝urtávcso˝ alapvetoen˝ képalkotó m˝uszerekkel van felszerelve. Az UV-tartományban a UVOT kamera 6 speciális sz˝urovel˝ képes felvételeket készíteni: az uvw2, uvm2 és uvw1 sz˝u- rok˝ a 2000 – 3000 Å közötti tartományt fedik le, míg az u, b és v sz˝urok˝ többé-kevésbé a földi Johnson-féle UBV sz˝uroknek˝ felelnek meg. A UVOT kamera egy speciális képalkotó eszköz, amelyben a CCD-érzékelo˝ elott˝ egy mikrocsatornás képerosít˝ o˝ helyezkedik el. Ezáltal a kamera fotonszámláló üzemmódban képes nagyon kis intenzitások mérésére is. A képerosít˝ onek˝ köszön- hetoen˝ viszont a fényes objektumok képe torzult lesz, a fényes mag körül megjelenik egy sötét gy˝ur˝ués egy kiterjedt, fényes haló. A halványabb objektumoknál ez nem jelentkezik. Mindemel- lett a kamera érzékenysége nagyon erosen˝ nemlineáris. A hagyományos CCD-kre kidolgozott PSF-fotometria ezért semmiképpen sem alkalmazható a UVOT-képekre. Ezen adatok fotometriá- jára a NASA HEASOFT 3 programcsomagjának Swift-modulját használtam, konkrétan a uvotsource programot, az ˝urtávcso˝ mérnökei által ajánlott beállításokkal és az aktuális kalibrációs adatokkal.

2http://americano.dolphinsim.com/dolphot 3http://heasarc.nasa.gov/lheasoft/

5.2. Spektroszkópiai mérések

Röntgenmérésekre a Swift XRT nev˝um˝uszerét használtam. Ez egy röntgentávcso,˝ amely a súr- lódó beesés˝uröntgensugarakat egy speciális CCD-alapú detektorra fókuszálja. A képmezo˝ mérete 23 23 ívperc2, a PSF szélessége kb. 18 ívmásodperc, a detektor érzékenysége a 0,2–10 keV (hul- × lámhosszban kb. 62–1,2 Å) tartományt fedi le. A képalkotás fotonszámlálással történik, emellett a detektor a beérkezo˝ röntgenfotonok energiáját és idopontját˝ is képes rögzíteni. Az XRT mérések feldolgozásához szintén a HEASOFT programot használtam. A Spitzer ˝urtávcso˝ szintén több m˝uszert tartalmaz. Munkámhoz mind az Infrared Array Camera (IRAC), mind a Multiband Imaging Photometer for Spitzer (MIPS) adatait felhasználtam. Az IRAC 4 sz˝uroben˝ volt képes méréseket készíteni: 3,6, 4,5, 5,8 és 8,0 mikron hullámhosszakon. A látómezo5˝ 5 ívperc2 méret˝u. A MIPS 24, 70 és 160 mikronon képes mérni, ezek közül én csak × a 24 mikronnál készült képeket használtam fel. A folyékony hélium kifogyását követoen˝ 2009 óta a MIPS egyáltalán nem üzemel, és az IRAC is csak a 3,6 és 4,5 mikronos tartományon képes méréseket végezni (ez az ún. "meleg küldetés", azaz a "warm mission" üzemmód). A Spitzer-felvételek fotometriája szintén nagyon speciális ismereteket igényel. Erre leheto-˝ séget ad pl. a MOPEX 4 szoftver. A Spitzer-adatokkal foleg˝ korábbi hallgatóim, Balog Zoltán, Gáspár András és Szalai Tamás foglalkoztak, én csak az általuk elvégzett fotometriát ellenoriztem˝ egyes esetekben a MOPEX segítségével. Méréstechnikai okokból a Spitzer képalkotása sem alkalmas PSF-fotometriára, ezért minden esetben apertúrafotometriát alkalmaztunk a Spitzer honlapján található instrukciók és beállítások (apertúraméret, ﬂuxuskalibráció) alapján.

5.2. Spektroszkópiai mérések

A spektroszkópiai méréseket legtöbbször külföldi nagytávcsövekkel végeztem, emellett ˝urtáv- csövek spektroszkópiai adatait is feldolgoztam. A mérések egy részét saját magam végeztem, többségüket viszont együttm˝uködo˝ kollégáim készítették. A nyers mérések kiredukálása, kalibrá- ciója és értelmezése minden esetben a saját munkám volt.

5.2.1. Optikai tartomány

A legtöbb spektroszkópiai mérést az optikai tartományban készítettem. Ehhez különbözo˝ nagy- távcsövekre szerelt spektrográfokat használtam. 1998 és 2008 között a kanadai David Dunlap Obszervatórium (DDO) 1,87 m-es távcsövére szerelt Cassegrain-spektrográfot használtam kis és közepes felbontású (R = λ/∆λ = 100 10000) módban. A hullámhossz-kalibrációt egy vas-argon − (FeAr) spektrállámpa felvételei alapján készítettem. A kis felbontású módban a teljes optikai szín- képtartományt le lehetett fedni, a közepes felbontású módban 200 Å széles spektrumot tudtam készíteni, ennek központi hullámhossza 6000 Å volt.

4http://irsa.ipac.caltech.edu/data/SPITZER/docs/dataanalysistools/tools/mopex/

5.2. Spektroszkópiai mérések

2008–2009 során a University of Texas (UT) munkatársaként lehetoségem˝ nyílt a 10 m-es Hobby-Eberly Teleszkóppal (HET) történo˝ mérések végzésére. Ez a munkakapcsolat azóta is tart, ennek köszönhetoen˝ sok évnyi mérési anyag gy˝ult össze, melynek teljes tudományos érték˝uhasz- nosítása még hosszú éveket fog igénybe venni. A HET az ˝urtávcsövekhez hasonlóan "queue"- módban m˝uködik, azaz az észlelonek˝ egy mérésvezérlo˝ scriptet kell összeállítania és feltöltenie a távcso˝ szerverére, amit aztán egy szoftver az észlelo˝ személyzet jóváhagyásával az optimális idopontban˝ végrehajt. A HET m˝uszerei közül a kis felbontású (R 300) LRS és a nagy felbontású (R > 30000) HRS ∼ spektrográfot használtam. Ez a két m˝uszer eltéro˝ redukálási és kalibrációs lépéseket igényelt. A kis felbontású spektrumokat a DDO mérésekhez hasonlóan az IRAF twodspec és onedspec modul- jai segítségével redukáltam. Hullámhossz-kalibrációra kadmium-higany-argon-neon (CdHgArNe) spektrállámpát alkalmaztunk. A fluxuskalibráció érdekében minden éjszaka egy spektrofotometriai standard csillag spektrumát is felvettük. A HRS egy optikai szálakat (fiber-eket) használó echelle-spektrográf, amelynek redukálását az IRAF echelle moduljával végeztem. A hullámhossz-kalibráció egy tórium-argon (ThAr) spekt- rállámpa méréseire alapult. A fluxuskalibráció ennél a m˝uszernél rendkívül nehéznek bizonyult. Annak ellenére, hogy minden éjszaka mértünk spektrofotometriai standard csillagot is, a tapasztalatom szerint a HRS különbözo˝ objektumokról készült spektrumai fluxusskálán nem illeszthetok˝ teljesen össze. Az eltérések különösen az egyes spektrális rendek szélein jelentosek.˝ Így a nagy felbontású spektrumokat általában pszeudo-kontinuumra normált formában használtam fel. 2012 és 2014 között a UT munkakapcsolat adta pályázati lehetoséget˝ kihasználva a dél-afrikai 10 m-es Southern African Large Telescope (SALT) kis felbontású spektrográfjával is számos szu- pernóváról készítettünk méréseket. Ezek redukálása és kiértékelése hasonló módon történt, mint a texasi LRS méréseké. Itt a fo˝ nehézséget a távcsövet kezelo˝ személyzet gyakran pontatlan munkája jelentette, illetve a CCD mozaik-detektoron lévo˝ két érzéketlen sáv, melyek néha pont a spektrum érdekes tartományaira estek, ezáltal meghíúsítva bizonyos spektrális jellemzok˝ mérését.

5.2.2. Nem optikai tartomány

Urtávcsövek˝ segítségével lehetoségem˝ nyílt nem optikai tartományban készült spektrumokat is felhasználni. Ezek a publikus ˝urtávcsöves méréseket tartalmazó archívumból nyers formában tölthetok˝ le, kiredukálásuk, kalibrációjuk a felhasználó felelossége.˝ A Swift ˝urtávcso˝ 10–13 magnitúdó közti objektumokról tud kis felbontású spektrumokat készí- teni a 2000–4000 Å közti tartományban. Ezt egy kombinált prizma-rács (grism) segítségével érik el, amelynek spektrálisan bontott képét a UVOT detektor rögzíti. Sajnos ezek kiredukálása és ka- librációja rendkívül nehézkes. A grism képén az egyes objektumok spektrális csíkjai átfednek, és erosen˝ zavaró a galaxis háttérfényessége is. A hullámhossz-kalibrációhoz a 0. rend pozícióját kell megadni a képen, ami azonban csak igen pontatlanul lokalizálható. Az átfedo˝ spektrumok miatt a

5.2. Spektroszkópiai mérések

10 SN 2013ej

) 1 −2 cm −1 erg s

−10 0.1 (10 λ F λ

+8d 0.01 +15d +44d +73d +127 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.8 1 1.2 1.5 Rest wavelength (micron)

5.3. ábra. Az SN 2013ej spektrális energiaeloszlásának görbéi különbözo˝ m˝uszerekkel (Dhungana et al., 2016).

tiszta spektrum kinyerése gyakran lehetetlen. Ezért ilyen méréseket csak néhány különösen fényes SN (pl. 2013ej) esetében tudtam felhasználni. A Spitzer ˝urtávcso˝ IRS nev˝uspektrográfja a közép-infravörös tartományban készített spektrumokat 2009-ig. Sajnos a hélium elfogyása ennek a m˝uszernek is a véget jelentette. A kis felbontású (R 600) spektrumok az 5–14 mikron közti tartományt fedik le. Elvileg a m˝uszer ennél hosszabb ∼ hullámhosszú üzemmódra is képes volt, azonban én olyan adatokkal dolgoztam, amelyek a fenti tartományon készültek. A mérések kiredukálását és kalibrálását a SPICE5 programcsomag segít- ségével végeztem. A háttér hatékony levonása érdekében a mérések ún. ABBA-módban készültek, azaz az objektumot a rés két különbözo˝ pontjára pozícionálták, és összesen 4 felvételt készítettek. Mivel a SPICE nincs felkészítve ilyen módú mérések kiredukálására, a háttérlevonást (A - B, ill. B - A képeket készítve) még a SPICE futtatása elott˝ elvégeztem. A többféle mérési módszer és hullámhossztartomány kombinációjából eloálló˝ mérési adatokra mutat példát az 5.3. ábra, amelyen a SN 2013ej II-es típusú SN piszkéstetoi˝ és bajai optikai fo- tometriája, a HET optikai spektrumai, a Swift UV-fotometriai ﬂuxusai és UV-spektrumai, és kali- forniai társszerzoink˝ közeli infravörös fotometriai mérései vannak egy közös diagramon ábrázolva (Dhungana et al., 2016). Habár ilyen minoség˝ués˝ lefedettség˝uadatsorok csak néhány esetben szü- lettek, a különbözo˝ hullámhossztartományok, valamint a fotometria és a spektroszkópia hatékony kombinációja sokszor bizonyult hasznosnak a vizsgálatok során.

5http://irsa.ipac.caltech.edu/data/SPITZER/docs/dataanalysistools/tools/spice/

5.3. A fényváltozás elméleti modellezése

A mért szupernóva-fénygörbéket elméleti modellek segítségével értelmeztem. Ehhez foként˝ a 3.1.4 fejezetben már bemutatott Arnett-modellt használtam fel. Az eredeti analitikus modellt (Arnett, 1980, 1982) munkatársaimmal közösen többféle módon is továbbfejlesztettük. Egyrészt, az általánosan használt radioaktív Ni-Co bomlás mellett más f˝utési mechanizmusokat is beépítettünk a modellbe (Chatzopoulos et al., 2012). Ennek motivációját az jelentette, hogy a szuperfényes szupernóvák (4.3 fejezet) fénygörbéje nem magyarázható a hagyományos Ni-Co

f˝utéssel. A modell ezen kiterjesztése technikailag a 3.13 képletben szereplo˝ Lin(t) f˝utési függvény módosítását igényelte. Erre az alábbi képleteket használtuk:

Magnetár-modell: eszerint a SN-robbanás után egy gyorsan forgó, erosen˝ mágnesezett ne- • utroncsillag jön létre. A neutroncsillag mágneses tere csatolódik a SN táguló burok ionizált anyagához, így mágneses fékezodés˝ (magnetic braking) jön létre (lásd pl. Kasen & Bildsten, 2 2010). Ekkor Lin =(Ep/tp) (1 +(t/tp)) , ahol Ep a magnetár kezdeti rotációs energiája, · − tp a folyamat idoskálája.˝ Ez utóbbi a mágneses tér erosségét˝ ol˝ a B14 = P10 1,3/tp,yr képlet 14 szerint függ, ahol B14 a mágneses indukció 10 G egységben, P10 a kezdetip forgási periódus 10 ms egységben, tp,yr a lefékezodési˝ idoskála˝ években.

Cirkumsztelláris lökéshullám-modell: ebben a konﬁgurációban a SN robbanás s˝ur˝ucirkum- • sztelláris felhoben˝ történik, ezért a külso˝ megﬁgyelo˝ számára a fotoszféra a CSM-ben helyezkedik el. A f˝utést a SN-CSM kölcsönhatás okozza, azaz a SN-maradvány tágulásának fékezodése˝ a CSM-ben termalizálódik. A részleteket lásd Chatzopoulos et al., (2012) cikké- α α ben. Végül az alábbi képletet kapjuk: Lin = L f sH(t f s t)(t +ti) +LrsH(trs t)(t +ti) , ahol − − L f s és Lrs a FS és RS lökésfrontok által kisugárzott energia (3.1.6 fejezet), ti τh = R0/vexp ∼ a kölcsönhatás kezdete és a robbanás között eltelt ido,˝ ami a hidrodinamikai idoskálához˝

hasonló nagyságrend˝u(3.1.4 fejezet), H a Heaviside-féle ugrásfüggvény, t f s és trs pedig a kétféle lökéshullám élettartama. α =(2n + 6s n s 15)/(n s) ahol n a SN-burok s˝ur˝u- − · − − ségproﬁljának hatványkitevoje,˝ s ugyanez a CSM-felhore.˝ Tipikus értékek (n = 10, s = 2) esetén α 0,4. ≈ − Másrészt, a modellbe beépítettük a rekombináció miatt fellépo˝ energiafelszabadulást és az ezzel együtt járó opacitásváltozást is (Nagy et al., 2014). Ezt eredetileg Arnett & Fu (1989) dolgozták ki, mi az eredeti cikkben szereplo,˝ néhol sajtóhibás képleteket korrigáltuk, és C nyelven kódoltuk. Ebben az általános modellben a teljes luminozitás az alábbi formában fejezheto˝ ki (a jelöléseket lásd a 3.1.4 fejezetben):

Eth(0) φ π 3 ρ η 2 dxi L(t) = xi (t) + 4 R0Qi 00 (xi)xi , (5.1) τd dt

ahol xi az ionizációs front relatív sugara a SN légkörében (ami lényegében a fotoszféra pillanat-

5.3. A fényváltozás elméleti modellezése

nyi helyzetével egyezik meg), ρ00η(xi) a SN burok s˝ur˝usége ennél a rétegnél, Qi az ionizáci- ós/rekombinációs energia egységnyi tömegre, φ(t) pedig a f˝utés, a sugárzási diffúzió és a homológ tágulás együttes hatására létrejövo˝ luminozitás idofüggését˝ leíró tag. Az eredeti Arnett-modellben ezt zárt formulával lehetett kifejezni (3.13), a kiterjesztett Arnett–Fu modellben azonban ezt egy differenciálegyenlet numerikus megoldásából kaphatjuk meg (lásd pl. Nagy et al., 2014). A fenti modelleket a mért fénygörbékre illesztve elvileg meghatározhatóak a modellben szereplo˝ fizikai paraméterek értékei. Azonban igen fontos figyelembe vennünk az egyes paraméterek közti korrelációt, melynek hatására a paraméterek értékei külön-külön nem meghatározottak, csu- pán valamilyen kombinációjuk. A paraméterkorrelációkat mindegyik modell esetében részletesen megvizsgáltuk (Chatzopoulos et al., 2013; Nagy et al., 2014). Megállapítottuk, hogy az általánosí- tott modellekben is erosakétf˝ o˝ paraméter, a maximális f˝utési energia és a fényváltozás idoskálája˝ közti korreláció (Arnett-szabály): a hosszabb idoskálájú˝ fénygörbénél ugyanakkora csúcsfényes- ség eléréséhez nagyobb maximális betáplált energia kell. Szintén megmutattuk, hogy az ionizáció figyelembevétele jelentosen˝ módosíthatja a fénygörbe menetét: a kiterjedt hidrogénburkot tartal- mazó SN esetén a plató hossza rövidebb lesz, viszont a rekombinációs energiafelszabadulás ha- tására a csúcsfényesség megno˝ a tisztán radioaktív f˝utést feltételezo˝ modellekhez képest. A plató

hosszát mindemellett elsosorban˝ a kezdeti sugár (R0), a ledobott tömeg (Mej) és a kinetikus energia

(Ek) határozza meg a 3.11 képletnek megfeleloen.˝ A fenti modelleket foként˝ II-es típusú SN-kra, vagy SLSN-kra célszer˝ualkalmazni. A kompakt szülocsillagból˝ kialakuló Ia ill. Ib/c típusú SN-k fénygörbéjét igen jó közelítéssel leírja az eredeti, tisztán radioaktív f˝utést használó Arnett-modell. Fontos megjegyezni, hogy ezek az egyszer˝usített elméleti modellek a teljes bolometrikus lu- minozitást adják meg. Ezért a mérésekkel történo˝ összehasonlítás elott˝ el kell készíteni a bolometrikus fénygörbét a mért fényességek alapján. Ez a lépés egyáltalán nem triviális, és számos szisztematikus hiba forrása lehet, ezért igyekeztünk minél gondosabban eljárni. Azokban az esetekben, amikor többszín-fotometria állt rendelkezésre, a mért SN-magnitúdókat fizikai fluxusokká konvertáltuk, majd a sz˝urok˝ központi hullámhosszának függvényében ábrázolva spektrális ener- giaeloszlás görbét (SED-et) határoztunk meg (lásd pl. 5.3. ábra) A SED-et ezután összeintegráltuk a hullámhossz mentén lineáris interpolációt feltételezve az egyes mért fluxusok között. A hiány- zó UV-tartományt úgy közelítettük, hogy egy fix hullámhosszon (általában 2000 Å-nél) 0 fluxust tételeztünk fel, és a legrövidebb hullámhossznál lévo˝ fluxus és eközött lineáris interpolációt hasz- náltunk. A szintén hiányzó infravörös tartományon feketetest-közelítést alkalmaztunk: feltettük, hogy a hosszú hullámhosszú tartományt jól leírja a Rayleigh–Jeans-közelítés, amely a leghosszabb hullámhosszon mért fluxusra illeszkedik. Ezt a görbét a hullámhossz szerint végtelenig integrálva

a ∆FIR = λX fX /3 bolometrikus korrekciós tényezot˝ kapjuk, ahol λX a legvörösebb használt sz˝uro˝

központi hullámhossza, fX az ezzel mért ﬂuxus. ∆FIR-t a közeli UV-tól a közeli IR tartományig összeintegrált SED-hez hozzáadva kapjuk a végso˝ bolometrikus fénygörbét. Tapasztalatom szerint az UV-komponens a korai, maximum elotti˝ fázisokban elérheti a 10–15%-ot (legkevésbé az Ia

5.4. Spektrummodellezés

SN-kban), az IR-komponens aránya viszont akár 30–40% is lehet, foként˝ a késoi˝ fázisokban. Többszín-fotometria hiányában általában az R hullámhosszon mért magnitúdókat használtuk, mintha bolometrikus magnitúdók lennének (0 magnitúdó bolometrikus korrekciót feltételezve). Ez azonban egészen biztosan szisztematikus hibaforrás, ennélfogva az ebbol˝ kapott eredményeket fenntartásokkal kell kezelni.

5.4. Spektrummodellezés

A SN-spektrumok modellezésére a SYNOW kódot (pl. Branch et al., 2003), illetve ennek moder- nebb változatát, a SYN++ kódot (Thomas et al., 2011) használtam. Ezek egyszer˝ualapfeltevésekre épülo,˝ ún. parametrizált kódok, ahol minden egyes kémiai elem vonalainak megjelenését a spektrumban különbözo˝ paraméterekkel lehet megadni. A SYNOW alapfeltevései a következoek:˝

a ledobott SN-burok homológ módon tágul, a maximális tágulási sebesség vmax; •

a burokban létezik fotoszféra, ami a vph < vmax tágulási sebességnél található; •

a fotoszféra átlátszatlan, és Tph homérséklet˝ufeketetest-kontinuumot˝ sugároz; • a spektrumvonalak a fotoszféra feletti félig átlátszó légkörben jönnek létre; • a vonalformáló mechanizmus a tiszta rezonáns szórás: a fotonok elnyelodnek,˝ majd rögtön • újra kisugárzódnak, csak más irányba. Az elnyelodés˝ csak az atomi átmenetnek megfelelo˝ hullámhosszon/frekvencián következik be;

érvényes a Szoboljev-közelítés (lásd 3.1.4 fejezet); • Mindezek alapján egy adott spektrumvonal hullámhosszán az ún. Szoboljev-féle optikai mély- ség így írható fel (pl. Hatano et al., 1999):

2 πe glnu τ = f λnl 1 ( ) , (5.2) mc − g n u l

ahol λ a vonal központi hullámhossza, f az oszcillátorerosség,˝ nl és nu az adott átmenet alsó és felso˝ szintjének betöltöttsége (az adott szinten tartózkodó atomok száma egységnyi térfogatban), gl és gu pedig ugyanezen energiaszintek statisztikus súlya. Lokális termodinamikai egyensúly (LTE) feltevést használva az energiaszintek betöltöttsége kifejezheto˝ a Boltzmann-formula segítségével:

gl,u χl,u nl,u = N exp[ ], (5.3) z(T ) −kTexc

5.4. Spektrummodellezés

1.2

1.15

1.1

1.05

0.95

0.9 Normált fluxus 0.85

0.8 v = 1000 km/s 0.75 e ve = 2000 km/s ve = 3000 km/s 0.7 3500 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 Hullámhossz (A)

5.4. ábra. A hidrogén Balmer-sorozatának P Cygni vonalai különbözo˝ ve paraméterek mellett

ahol N az adott kémiai elem adott ionizációs állapotához tartozó atomok teljes koncentrációja, z(T )

az állapotösszeg, χl u = El u E0 az adott szint és az alapállapot energiakülönbsége (gerjesztési , , − potenciálja), Texc a gerjesztési homérséklet.˝ A SYNOW LTE feltételt használ, oly módon, hogy a τ optikai mélységet minden ion esetében egy kiválasztott referenciavonalra kell megadni. Az egyes ionokhoz tartozó referenciavonalak listája megtalálható Hatano et al., (1999) cikkében. A referenciavonal optikai mélységének értékébol˝ a program az adott ion többi átmenetére a Boltzmann-formula alapján számolja ki az elméletileg várt optikai mélységeket. Mivel az LTE feltevés csak korlátozottan teljesül a SN-atmoszférákban (Ia típusnál pl. szinte sosem), az ebbol˝ adódó szisztematikus hibákat a SYNOW úgy igyekszik csökken-

teni, hogy a Texc gerjesztési homérséklet˝ nem feltétlenül azonos a fotoszféra Tph homérsékletével,˝ és minden ionra más és más érték˝ulehet. A program másik feltevése szerint az optikai mélységek a SN légkörében a fotoszférától mért távolság hatvány- vagy exponenciális függvényei. A homológ tágulást kihasználva a helyfüggést a sebességkoordináta szerint is kifejezhetjük, amibol˝ exponenciális, ill. hatványfüggvényt feltéte- lezve: n v vre f v − τ(v) = τ(vre f )exp[ − ] ; τ(v) = τ(vre f ) , (5.4) − v v e re f ahol vre f egy referenciaréteg (célszer˝uen a fotoszféra) sebessége, ve az exponenciális függvény lecsengési paramétere, n a hatványfüggvény kitevoje.˝ Tipikus értékek: n 7, illetve ve 2000 ∼ ∼ km/s. A homológ tágulás miatt az azonos Doppler-eltolódású helyek a látóirányra meroleges˝ síkok lesznek. Ha a látóirányba eso˝ koordinátát z-vel jelöljük, egy adott λ nyugalmi hullámhosszúságú

vonal adott ∆λ Doppler-eltolódásához tartozó rezonanciasíkjai a z = c(rph/vph)∆λ/λ koordiná-

táknál lesznek, ahol rph és vph a fotoszféra sugara és sebessége. Megmutatható (pl. Jeffery &

5.4. Spektrummodellezés

Branch, 1990; Takáts, 2013), hogy ilyen körülmények között az eredo˝ spektrumvonal a következo˝ integrállal fejezheto˝ ki:

∆λ x0 ∞ rph F( ) τ(r) τ(r) π = Iphxdx + S(r)(1 e− )xdx + Iphe− xdx, (5.5) 4 Z0 Zx0 − Zx0

ahol x a látóirányra meroleges˝ koordináta, Iph a fotoszféra feketetest-ﬂuxusa a vonal központi hul- lámhosszán, S(r) a tiszta rezonáns szórásból származó forrásfüggvény (ami egy adott r koordinátá- nál a fajlagos intenzitás teljes térszögre vonatkozó átlaga), τ(r) az 5.4 képletben szereplo˝ helyfüggo˝

Szoboljev-féle optikai mélység. Az integrálás x0 határa a z koordináta alapján változik: x0 = 0 ha 2 2 z rph, x0 = r z ha rph < z < 0, egyébként x0 = rph. Az 5.5 képletbol˝ adódó vonalala- ≤ − ph − − kok jellegzetes Pq Cygni típusú vonalproﬁlok lesznek, amint azt az 5.4 ábra szemlélteti.

5.4.1. Kémiai analízis

A SYNOW kód segítségével viszonylag könnyen megállapíthatjuk, milyen kémiai elemek vonalai jelennek meg a megﬁgyelt SN spektrumában. Ez a hagyományos, csillagokra kidolgozott spekt- rummodellezo˝ kódokkal (pl. ATLAS9, MOOG stb.) rendkívül nehéz, szinte lehetetlen lenne, ugyanis a SN-spektrumvonalak P Cygni proﬁlt mutatnak, erosen˝ kiszélesedettek, és átfednek egymással. Az egyes ionok megbízható azonosításához ezért iteratív eljárásra van szükség: kiindulásként a legerosebb˝ vonalakat kell valamiképp beazonosítani, majd fokozatosan, az egyre gyengébb vonalakra leginkább illeszkedo˝ ionokat megtalálni. Ebben némi segítséget nyújtanak a SN-spektrumokban gyakran megjeleno˝ jellegzetes ionok spektrumvonalait bemutató atlaszok (lásd pl. Hatano et al., 1999, vagy Dan Kasen weboldala6), amelyek megkönnyítik a legerosebb˝ vonalak azonosítását. Munkám során eleinte a SYNOW, késobb˝ az ugyanarra az elvre épülo˝ SYN++ kódot használtam a SN-spektrumok kémiai analízisére. A SYNOW pusztán szintézisre képes, azaz a megadott para- méterekbol˝ az 5.5 segítségével kiszámolja a modellspektrumot. A SYN++ elonye,˝ hogy ugyanezen képesség mellett létezik hozzá egy kiterjesztés, a SYNAPPS kód, amely automatikus paraméteril- lesztést végez: a megadott határok között a paramétereket úgy variálja, hogy a leheto˝ legjobban illeszkedo˝ modellspektrumot kapjuk. A nagyszámú paraméter miatt azonban ennek a kódnak a fu- tása meglehetosen˝ lassú: egy 8 magos Core-i7 processzoros számítógépen hetekig tarthat egy-egy összetettebb (10-15 ionból álló) modell illesztése. Az illesztések során a következo˝ paramétereket kell optimalizálni:

a fotoszféra sebessége (vph)éshomérséklete˝ (Tph) • a referenciavonal optikai mélysége (τ) •

a vonalformáló tartomány minimális és maximális sebessége (vmin és vmax) • 6http://supernova.lbl.gov/ dnkasen/tutorial/ ∼

5.4. Spektrummodellezés

2 tau=1.00 v=10000 ve=2000 tau=0.55 v=9000 ve=3000 1.9

1.8

1.7

1.6

1.5 Normált fluxus

1.4

1.3

1.2 5400 5600 5800 6000 6200 6400 6600 6800 7000 Hullámhossz (A)

5.5. ábra. A korrelált paraméterek hatása a SiII λ6355 vonal proﬁljára. A v és ve értékek km/s-ban vannak megadva.

a gerjesztési homérséklet˝ (Texc) •

az optikai mélység profilját jellemzo˝ paraméter (ve). • A fotoszféra paramétereinek kivételével a többi paramétert a spektrumban megjeleno˝ összes ionra meg kell adni. A SYN++ csak exponenciális profilt tud kezelni (5.4. képlet), a SYNOW viszont emellett képes hatványfüggvénnyel, sot˝ akár Gauss-görbével is számolni. Tapasztalatom szerint az exponenciális és a hatványfüggvény alakú optikai mélység használata között nincs lényeges különbség, a végeredményként megjeleno˝ spektrumvonalak nagyon hasonló alakúak lesznek. Körülbelül τ 0,01 az az alsó határ, ahol még a SYNOW képes egyes spektrális jellemzok˝ azo- ≈ nosítására. τ > 100 fölött a vonalak olyan szélessé és erossé˝ válnak, hogy a többi paraméter nagyon bizonytalan lesz. Általánosságban elmondható, hogy a SYNOW-hoz hasonló, egyszer˝uparametrizált modellek leginkább a τ 0,1–50 körüli tartományban írják le megbízhatóan a spektrumot. Itt is ∼ jelentkezik azonban a paraméterek közti korreláció: pl. vmin, ve és τ nagyon erosen˝ korreláltak, azaz ha bármelyiket megváltoztatjuk, az eloz˝ ohöz˝ hasonló alakú vonalprofilt kaphatunk, ha a másik kettot˝ is megfelelo˝ módon beállítjuk, amint azt az 5.5 ábra illusztrálja. Az eros˝ átfedés (blending) miatt a SN-spektrumok kémiai analízise sok bizonytalansággal terhelt. Megbízható módon csak a legerosebb,˝ kevésbé átfedett vonalak és ionok azonosíthatók: a hidrogén Balmer-sorozata, HeI λ5876, CaII H&K λλ3934,3968 dublett, CaII λλ8498,8542,8662 infravörös triplett, OI λλ7772, 7774, 7775 triplett, SiII λ6355. Ezek mellett még általában a vas jelenléte mutatható ki, a FeII és FeIII számos átfedo˝ vonalának segítségével.

5.4. Spektrummodellezés

1.3 1.4 1.2 v vph ph 1.1 1.2 1 1 0.9 0.8 0.8 0.7 0.6 0.6 Normált fényesség 0.5 Normált fényesség log τ = 1.5 ve = 1,000 km/s log τ = 1.0 v = 2,000 km/s 0.4 0.4 e log τ = 0.5 ve = 3,000 km/s 0.3 log τ = −0.2 ve = 4,000 km/s log τ = −0.5 ve = 5,000 km/s 0.2 0.2 −20 −15 −10 −5 0 −30 −25 −20 −15 −10 −5 0 5 10 SiII sebesség (1000 km/s) SiII sebesség (1000 km/s) (a) (b)

5.6. ábra. Az optikai mélység (τ, bal oldal) és a vonalszélesség (ve, jobb oldal) hatása az abszorp- ciós minimum helyzetére. A vízszintes tengelyen a SiII λ6355 Å vonaltól mért Doppler-eltolódás van feltüntetve. A függoleges˝ vonal a fotoszferikus sebességet (vph) jelöli.

5.4.2. Sebességmérés

A kémiai analízisen kívül a parametrizált spektrummodellek a sebességmérést is lehetové˝ te- szik. A SN-k tágulási sebességének mérése egyáltalán nem triviális probléma, mivel a homológ módon táguló SN-atmoszférát nem lehet egyetlen sebességgel jellemezni. Egyértelm˝usebességet csak a fotoszferikus fázis idején lehet a SN-hoz rendelni: ez a pillanatnyi fotoszféránál lévo˝ réteg

tágulási sebessége. A SYNOW kóddal ezt azonosítjuk vph-ként. A P Cygni vonalak elméletébol˝ megmutatható (Jeffery & Branch, 1990), hogy a kékeltolódott

abszorpciós komponens minimuma pontosan vph sebesség˝uDoppler-eltolódást mutat a nyugalmi hullámhosszhoz képest. Ez azonban csak a logτ 1 optikai mélység˝uspektrumvonalakra igaz. ∼ Amint az az 5.6 ábrán látható, az ennél erosebb,˝ ill. gyengébb vonalak abszorpciós minimuma

szisztematikusan nagyobb, ill. kisebb sebességekhez tolódik. Hasonló hatása van a ve paraméter- nek: nagyobb vonalszélesség esetén az abszorpciós minimum szisztematikusan nagyobb sebessé-

geket mutat, mint a vph. Ezen effektusok különösen jelentossé˝ válnak II-es típusú SN-k korai fázisú spektrumainál, amikor gyakran csak a hidrogén vonalai látszanak a spektrumban. Mivel a Balmer-vonalak optikai mélysége általában sokkal nagyobb, mint a gyengébb fotoszferikus vonalaké, az egyszer˝u abszorpciós minimum helyzetén alapuló becslés a Hα vonalra szisztematikusan nagyobb sebes- ségeket eredményez. Ennek kezelésére többféle próbálkozás is történt a szakirodalomban, de az 1000–1500 km/s-os bizonytalanságot nem sikerült csökkenteni. Mindezeket ﬁgyelembe véve korábbi PhD-hallgatómmal, Takáts Katalinnal kidolgoztunk egy megbízhatóan m˝uködo˝ eljárást II-es típusú SN-k fotoszferikus sebességeinek mérésére (Takáts &

5.4. Spektrummodellezés

13 sebesség (1000 km/s)

ph 12

SYNAPPS v 10

9 9 10 11 12 13 14 15 16 17 Gauss SiII sebesség (1000 km/s)

5.7. ábra. A Gauss-illesztéssel és a SYN++ modellekbol˝ kapott sebességek összehasonlítása

Vinkó, 2012). A módszer SYNOW modellek illesztésére épül, és a legjobban illeszkedo˝ modell vph paraméterét azonosítja fotoszferikus sebességként. A módszer realisztikus sebességeket ad még a korai fázisú spektrumoknál is. Az eljárás másik nagy elonye,˝ hogy a II-P típusú SN-k többé- kevésbé homogén spektrális evolúcióját kihasználva lehetoséget˝ ad a sebességváltozás idobeli˝ vál- tozásának becslésére pusztán néhány fázisnál készített spektrum alapján. Ennek kalibrációjához 5 jól észlelt II-es típusú SN (1999em, 2004dj, 2004et, 2005cs és 2006bp) spektrumait modelleztük, és az sebességek idofüggésére˝ az alábbi, parametrizált görbét kaptuk:

(t/50) 0.21 0.11 v (t) = v (50) − ± , (5.6) ph ph 2 j · ∑ b j (t/50) j=0 ·

ahol t a robbanás óta eltelt ido˝ napokban, vph(50) a sebesség értéke 50 nappal a robbanás után, b0 = 0,467, b1 = 0,327, b2 = 0,174. A módszer kb. 15%-os relatív hibával képes megjósolni a sebességgörbe menetét, amennyiben a fenti empirikus görbét a mért sebességekre illesztjük. Ia típusú SN-k fotoszferikus sebességeit tradicionálisan a SiII λ6355 vonal alapján határozzák meg (lásd 3.2.3 fejezet). Ez a vonal nem túlzottan eros,˝ kevésbé fed át más vonalakkal, és a fotoszferikus fázisban elég hosszú ideig (kb. a robbanás után 1 hónapig) azonosítható, így használata kényelmes. Többen (pl. Childress et al. 2014a; Silverman et al. 2015) a P Cygni proﬁlokkal történo˝ hosszadalmas illesztés helyett a jóval egyszer˝ubb és gyorsabb, Gauss-proﬁlokkal törté- no˝ illesztéssel határozták meg a sebességeket a SiII vonalból. Mivel az így nyerheto˝ empirikus sebességek a valódi fotoszferikus sebességektol˝ szisztematikusan eltérhetnek, összehasonlítottuk a SYN++ modellekbol˝ kapott és a Gauss-görbe-illesztéssel kapott sebességeket (Silverman et al. 2015). PhD-hallgatóm, Barna Barnabás 11 db Ia SN spektrumát modellezte, és az eredményeket összevetettük a Silverman et al., (2015) cikkben közölt sebességértékekkel, amelyeket társszer-

5.4. Spektrummodellezés

zonk,˝ Jeff Silverman a SiII λ6355 vonalra történt Gauss-illesztésbol˝ határozott meg. Az eredmények az 5.7 ábrán láthatók. Megállapítottuk, hogy a kétféle mérési módszerrel kapott sebességek konzisztensek, az eltérések átlagos szórása 1100 km/s, ami nagyjából megegye- ∼ zik a SYNOW modellek véges felbontásából és a paraméterek közti korrelációból adódó sebesség- bizonytalansággal.

6. fejezet

Távolságmérés szupernóvákkal

A szupernóvák különösen alkalmasak extragalaktikus lépték˝utávolságok mérésére. Mivel csúcsfényességük alapján az Univerzum legfényesebb objektumai közé tartoznak (e tekintetben csak az aktív galaxismagok és a gamma-kitörések vehetik fel velük a versenyt), több millió, vagy akár milliárd parszek távolságból is észlelhetok.˝ Fizikai tulajdonságaik alapján mind geometriai, mind fotometriai távolságmérési módszerek alkalmazhatóak rájuk. Az Univerzum gyorsuló tágulásának és a sötét energia létének felfedezéséhez az elso˝ lépést az Ia típusú szupernóvák távol- ságmérése jelentette. Az alábbi fejezetben azokat a SN-kra alapuló távolságmérési módszereket tekintem át, amelyeket munkám során én is alkalmaztam.

6.1. Táguló fotoszféra módszer

A táguló fotoszféra módszer (Expanding Photosphere Method, EPM) a pulzáló változócsil- lagok analízisénél használt Baade–Wesselink-módszer kicsit módosított változata. A két módszer alapelve ugyanaz: a fotometria alapján becsült látszó szögméretet hasonlítja össze a radiálissebesség- mérésbol˝ kiszámolható valódi geometriai mérettel, és a ketto˝ arányából következtet a távolságra (Kirshner & Kwan, 1974). A helyzetet komplikálja, hogy a táguló SN fotoszférája minden idopontban˝ más és más rétegnél található. A homológ tágulás miatt a pillanatnyi fotoszféra helyzetét az alábbi egyenlet határozza meg:

Rph(t) = R0 + vph(t) (t t0) vph(t)(t t0), (6.1) · − ≈ −

ahol t0 a homológ tágulás kezdetének idopontja,˝ R0 a robbanó objektum sugara ebben az idopont-˝

ban, vph(t) a fotoszféra sebessége t idopontban.˝ Ha nem közvetlenül a robbanás utáni idopontokat˝ tekintünk, akkor R0 általában elhanyagolható a tágulásból származó tag mellett. Amennyiben a fotoszféra sugárzása egy higított feketetest sugárzásával közelítheto˝ (lásd 3.1.4

6.1. Táguló fotoszféra módszer

fejezet), úgy a SN mérheto˝ ﬂuxusa

2 Rph(t) 2 fλ = ξ (T)πBλ(T), (6.2) D

ahol D a távolság, Bλ(T ) a Planck-függvény, ξ(T ) pedig az a korrekciós tényezo,˝ melyet az elekt- ronszórás és egyéb sugárzásterjedési effektusok okoznak a SN atmoszférában. Amennyiben a homérsékletet˝ többszín-fotometriából, vagy spektroszkópiából meghatározzuk,

(6.1) és (6.2) kombinációjából kiejtheto˝ Rph(t). Így a következo˝ összefüggést kaphatjuk:

fλ D θ t = t + = D + t , (6.3) 0 ξ2π 0 s Bλ(T ) · vph(t) vph(t) ·

ahol θ = Rph/D a táguló fotoszféra látszó szögméretével arányos mennyiség. A 6.3 egyenletben két ismeretlen mennyiség található: t0 és D, minden más vagy mérheto˝ (t, vph), vagy számolható. Ha két, vagy több mért idopontban˝ meghatározzuk a 6.3 egyenletben szereplo˝ mennyiségeket, t0 és D lineáris regresszióval egyszer˝uen kiszámolható. Az EPM alkalmazásának egyik nagy elonye,˝ hogy nem igényel a távolságmérésre vonatkozó kalibrációt. A mért ﬂuxusokat természetesen korrigálni kell az intersztelláris vörösödésre, azonban megmutatható (Eastman et al., 1996; a továbbiakban E96), hogy a módszer a vörösödés pontatlan- ságaira kevéssé érzékeny. Ugyanakkor jelentos˝ bizonytalanságot okoz a ξ(T) korrekciós faktorok jelenléte, melyek meghatározására általában elméleti modelleket használnak: pl. E96, vagy Des- sart & Hillier (2005) (DH05) modelljeit. Ezek a modellek vastag H-burkot tartalmazó II-es típusú SN-atmoszférákra érvényesek. Más típusú SN-kra a ξ(T ) korrekciós tényezok˝ meghatározása jó- val bonyolultabb, ezért ilyenekre csak nagyságrendi becslések léteznek. Ebbol˝ adódóan az EPM foként˝ a II-es típusú SN-k távolságmérésére alkalmas módszer. Munkáimban az EPM alkalmazása jelentos˝ szerepet kapott. A részleteket a saját eredmények között mutatom be, itt csak néhány általános fejlesztést említek meg. Kidolgoztam a módszer azon változatát, amelyben az egyes sz˝urovel˝ mért fλ ﬂuxusok helyett a többszín-fotometriából

meghatározható fbol bolometrikus ﬂuxusok szerepelnek (Vinkó et al. 2004). Ekkor a θ látszó szögméret kifejezése az alábbira módosul:

f θ bol (6.4) = ξ2σ 4 , s T

ahol σ a Stefan–Boltzmann-állandó. Habár az így kapott szögméretek függenek a bolometrikus ﬂu- xusok meghatározásakor fellépo˝ szisztematikus hibáktól, tapasztalataim szerint az integrálás hatása csökkenti az egyedi fotometriai mérések véletlen hibáját, ezáltal a távolság meghatározása gyakran stabilabbá válik. Természetesen ehhez megbízható többszín-fotometriára van szükség, lehetoleg˝ az UV és az IR-tartományra is kiterjedoen,˝ így ez a változat nem minden esetben alkalmazható.

6.2. Standard gyertya módszer

1e−13 1e−13 /Å) /Å) 2 2

1e−14 1e−14 Flux (erg/s/cm Flux (erg/s/cm

1e−15 1e−15 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Wavelength (Å) Wavelength (Å) (a) (b)

6.1. ábra. A fotoszferikus homérséklet˝ meghatározása a BVRI ﬂuxusokra illesztett Planck-görbék alapján. Az illesztett görbék jól egyeznek az ugyanekkor készült spektrumok kontinuumának me- netével (Vinkó & Takáts, 2007)

A T fotoszferikus homérsékletek˝ meghatározására többféle módszert is teszteltem. Végül arra a következtetésre jutottam, hogy az optikai tartományban mért (vörösödésre korrigált) BV RI ﬂu- xusokra illesztett Planck-görbék a spektroszkópiai adatokkal konzisztens homérsékleteket˝ adnak (Vinkó & Takáts, 2007). Ennek illusztrációja látható a 6.1 ábrán.

Takáts Katalinnal megmutattuk, hogy a vph fotoszferikus sebességek meghatározása a SYNOW modellekbol˝ (lásd 5.4.2 fejezet) jelentosen˝ javítja az EPM-bol˝ kapott távolságok megbízhatóságát (Takáts & Vinkó, 2012; Takáts, 2013).

6.2. Standard gyertya módszer

A standard gyertya módszer (Standardized Candle Method, SCM) egy "klasszikus" fotometriai távolságmérési eljárás – azon az empirikus felismerésen alapul, hogy a II-P típusú SN-k fényessége a plató-fázis közepén (50 nappal a robbanás után) szoros korrelációt mutat az ugyanekkor mérheto˝

fotoszferikus sebességgel (v50) (Hamuy & Pinto, 2002):

mx Ax + ax log(v50/5000) = 5log(H0D) bx, (6.5) − −

ahol mx a fényesség x = V,I sz˝urovel˝ mérve 50 nappal a robbanás után, Ax az intersztelláris ex-

tinkció, v50 az ugyanekkor mérheto˝ fotoszferikus sebesség km/s-ban, H0 a Hubble-állandó, D a távolság, a és b kalibrációs konstansok. Látható, hogy az SCM érzékeny mind az intersztelláris extinkció bizonytalanságára, mind a kalibrációs együtthatók értékeire. Ezek értékei a 6.1 táblázatban találhatók, amely tartalmazza az

6.3. Távolságmérés Ia-szupernóvákkal

6.1. táblázat. Az SCM kalibrációs együtthatói

Paraméter Hamuy (2005) Takáts & Vinkó (2006) aV 6,564(0,88) 6,193(0,57) bV 1,478(0,11) 1,407(0,08) aI 5,869(0,68) 5,821(0,57) bI 1,926(0,09) 1,848(0,09)

általunk újrakalibrált értékeket is (Takáts & Vinkó, 2006). Az utóbbi 10 évben a módszert többen többször is újrakalibrálták és átértelmezték, ezek össze- foglalása magyarul Takáts Katalin PhD-értekezésében olvasható (Takáts, 2013). Megállapítható, hogy habár ez a módszer kevesebb bemeno˝ adatot igényel, mint az EPM, még jelenleg sem tekintheto˝ kiforrottnak. A kalibráció szükségessége, illetve magának az empirikus fényesség-sebesség korrelációnak a feltáratlan elméleti háttere korlátozza az SCM megbízható alkalmazását. Munká- imban én kizárólag más távolságmérési módszerrel (általában EPM-mel) való összehasonlításként használtam az SCM-et. Közeli (z < 0,1 vöröseltolódású) jól észlelt SN-kra azt találtuk, hogy az EPM és az SCM módszerek 15–20%-os szóráson belül konzisztens távolságokat eredményeznek (Vinkó & Takáts, 2007).

6.3. Távolságmérés Ia-szupernóvákkal

Az Ia típusú szupernóvákra alapuló távolságmérésnek több évtizedes múltja van. Már a kezde- teknél felt˝unt, hogy az Ia típus spektrális fejlodése˝ jóval homogénebb, mint más típusú szupernóvá- ké. Ez vezetett késobb˝ arra a felismerésre, hogy az Ia típus szülo˝ objektuma nagy valószín˝uséggel egy kb. Chandrasekhar-tömeg˝uszén-oxigén fehér törpe (lásd 3.2.1 fejezet). Ebbol˝ logikusnak lát- szott az a következtetés, hogy minden ilyen robbanás közel egyforma csúcsfényesség˝u, ezért az Ia SN-k standard gyertyáknak tekinthetok.˝ Az egyre növekvo˝ megﬁgyelési adathalmazból azonban már a 20. század 70-es éveire világossá vált, hogy az Ia SN-k nem jó standard gyertyák: a csúcsfényességek több tized magnitúdós szórást mutatnak. Az újabb adatok alapján ez a diszperzió akár 1 magnitúdó is lehet (2.4.2 fejezet). ± Az alábbiakban röviden összefoglalom azon módszerek alapjait, amelyek mégis lehetové˝ te- szik az Ia SN-k távolságának megbízható mérését. Ezen módszerek egyelore˝ empirikus alapokon nyugszanak, az elméleti megalapozás a sokféle próbálkozás ellenére még várat magára.

6.3.1. A Phillips-reláció

Elsoként˝ Pszkovszkij (Pskovskii, 1977) ismerte fel, hogy az Ia SN-k csúcsfényessége függ a maximum utáni fényességcsökkenés ütemétol:˝ a nagyobb maximális fényesség˝uSN-k lassabban halványodnak. Az o˝ kalibrációja természetesen még nagyon pontatlan volt, mert csak vizuális és fotograﬁkus megﬁgyelésekkel dolgozhatott. Az empirikus korrelációt viszont helyesen ismerte

6.3. Távolságmérés Ia-szupernóvákkal

fel, amit aztán késobb˝ Mark Phillips 1993-ban CCD-alapú fotometriát használva megerosített˝ és pontosított.

Phillips (1993) vezette be elsoként˝ a fénygörbe leszálló ágát jellemzo˝ ∆m15(B) mennyiséget, ami a B-sz˝urovel˝ mért fényesség megváltozása a csúcsfényességhez képest, a maximum után 15 nappal. A tapasztalat szerint ez a mennyiség erosen˝ korrelál a maximális abszolút fényességgel:

MB(max) = 21,73( 0,50) + 2,70( 0,36) ∆m15(B) (6.6) − ± ± · Ez az összefüggés a Phillips-reláció néven vonult be a szakirodalomba, holott maga Phillips (1993) is korrektül Pszkovszkij-relációként hivatkozott rá. Igaz, Pszkovszkij eredetileg más paramétert

használt a fénygörbe alakjának jellemzésére, a ∆m15(B) paraméter bevezetése és a korreláció minden kétséget kizáró igazolása Phillips (1993) érdeme. A Phillips-reláció óriási jelentoségét˝ az adja, hogy a fénygörbe alakjának, a maximum utáni fé- nyességcsökkenés ütemének mérésébol˝ a maximális abszolút fényességre lehet következtetni. Így az Ia SN-k a cefeidákhoz hasonlóan "standardizálható" gyertyákká válnak, és fotometriai távolság- mérésre lehet oket˝ felhasználni.

6.3.2. MLCS és SALT módszerek

Az azóta eltelt közel 25 évben a Phillips-reláció elve alapján számos újabb, jobban kalibrálható módszer látott napvilágot. Ezek közül a legelterjedtebbek a következoek:˝

többszín˝ufénygörbealak módszer (Multi-Color Light Curve Shape Method, MLCS): Riess • et al. (1996);

nyújtási módszer (stretch method): Perlmutter et al. (1997); • spektrális adaptív fénygörbeminta módszer (Spectral Adaptive Lightcurve Template, SALT): • Guy et al. (2005).

Ezek közül én az MLCS és a SALT módszereket alkalmaztam, ezért az alábbiakban ezeket ismertetem röviden. Az MLCS módszer a Phillips-relációt kiterjeszti a teljes látható tartományra, Johnson–Cousins UBVRI sz˝urokkel˝ mért fénygörbékre (ezért "multi-color"). A módszer legújabb változata, az MLCS2k2 verzió (Jha, Riess & Kirshner, 2002), az alábbi fénygörbemodellt használja:

β 0 ∆ ∆2 ζ α x 0 mx(t′) = Mx (t′) + Px(t′) + Qx(t′) + x( x + )AV + µ0, (6.7) RV

ahol t =(t tmax(B))/(1 + z) a SN nyugalmi vonatkoztatási rendszerében eltelt ido˝ a B-sz˝uros˝ ′ − fénygörbe maximumának idejéhez képest, mx az x = U,B,V,R,I sz˝urokben˝ mért fénygörbe, Mx,

6.3. Távolságmérés Ia-szupernóvákkal

−20 −20 B V −19 −19

−18 −18

−17 −17 Magnitúdó Magnitúdó −16 −16

−15 −15 −20 0 20 40 60 80 100 −20 0 20 40 60 80 100

t − tmax(B) (nap) t − tmax(B) (nap)

−20 −20 R I −19 −19

−18 −18

−17 −17 Magnitúdó Magnitúdó −16 −16

−15 −15 −20 0 20 40 60 80 100 −20 0 20 40 60 80 100

t − tmax(B) (nap) t − tmax(B) (nap)

6.2. ábra. Az MLCS2k2 módszer kalibrált fénygörbéi a ∆ paraméter függvényében: ∆ = 0,5 (kék), 0,2 (zöld), 0,0 (fekete), 0,2 (narancs), 0,5 (vörös). − −

Px és Qx a "fénygörbe-vektorok", azaz a modell idofügg˝ o˝ kalibrált adatsorai, RV a vörösödési tör- 0 vény meredeksége a gazdagalaxisban, AV a tmax(B) idopontban˝ mérheto˝ intersztelláris extinkció V-sz˝uroben,˝ αx és βx idot˝ ol˝ függo˝ paraméterek, amelyek a SN vörösödésének idofüggését˝ model- lezik, ∆ a fénygörbét jellemzo˝ paraméter (kb. a maximális fényesség eltérése a középértéktol),˝ µ0 pedig a vörösödéstol˝ független távolságmodulus. Az ismeretlen paraméterek, melyeket a mérések-

re történo˝ illesztésekkel lehet meghatározni: tmax(B), RV , AV , ∆ és µ0, a többi mennyiséget a modell kalibrációja rögzíti. Az illesztések elott˝ a méréseket természetesen korrigálni kell a Tejútrendszer poranyaga által okozott intersztelláris extinkcióra. A 6.2. ábra az MLCS2k2 kalibrált fénygörbéit mutatja be néhány jellemzo˝ ∆ paraméter mellett. Jól látható a Phillips-reláció megjelenése: a fényesebb (∆ < 0) fénygörbék maximum után lassabban halványodnak, mint a kevésbé fényesek. A megﬁgyelésekre történo˝ illesztést saját fejlesztés˝ukóddal végeztem, amely egyszer˝u χ2- minimalizálást végez, a megadott paraméterteret teljesen feltérképezve. A viszonylag kis számú paraméter miatt az illesztés egy modern asztali számítógépen 1-2 perc alatt lefut. Fontos megje-

gyezni azonban, hogy az illesztett paraméterek közül AV , µ0 és ∆ nem függetlenek, hanem erosen˝ korreláltak. Ez a korreláció megnöveli a távolságmérés bizonytalanságát, emiatt a kapott távolság- modulusok pontosságát nem kizárólag a megfigyelési hibák korlátozzák. A SALT módszer a fentitol˝ teljesen eltéro˝ filozófiát képvisel: fotometria helyett spektroszkópiai adatsorokra épít. A Supernova Legacy Survey (SNLS) spektrofotometriai adatsoraiból tetszoleges,˝ sz˝urofüggvényekkel˝ definiált fotometriai rendszerekben képes fénygörbéket eloállítani˝ szintetikus fotometria segítségével. Az ily módon eloállított˝ szintetikus fénygörbékbol˝ az alábbi modell alap-

6.3. Távolságmérés Ia-szupernóvákkal

ján képez idofügg˝ o˝ ﬂuxusokat:

Fλ(t′) = x0[M0(λ,t′) + x1M1(λ,t′)] exp[c CL(λ)], (6.8) · ·

ahol M0, M1 és CL a SALT módszer kalibrált vektorai, x0, x1 és c illesztési paraméterek. Fon- tos különbség az MLCS és a SALT fénygörbemodelljei között, hogy utóbbi nem tartalmazza az intersztelláris extinkcióra történo˝ korrekciót. A SALT módszer nem tartalmazza explicit módon a távolságmodulust sem, ezért azt külön ki kell számolni az illesztési paraméterekbol.˝ A legújabb kalibráció (SALT2.4, Betoule et al., 2014) szerint

µ0 = mB M + α x1 β c, (6.9) − · − ·

ahol mB a B-sz˝uros˝ fénygörbe maximális fényessége, M = 19,17, α = 0,141, β = 3,099. Látható, − hogy ennél a modellnél a fénygörbe alakját az x1 paraméter jellemzi, míg a c paraméter az eltéro˝ színindexeket kódolja. Az MLCS és SALT módszerek kalibrációja ismertnek feltételezett távolságú SN-k segítségé- vel történt. A kalibráció során nem abszolút, hanem relatív távolságokat (azaz távolságkülönbsé- geket) használtak, melyeket a vöröseltolódásokból határoztak meg. Ehhez a két módszer szerzoi˝

eltéro˝ Hubble-állandókat tételeztek fel: az MLCS2k2-nál Jha, Riess & Kirshner (2002) H0 = 65

km/s/Mpc értéket használt, míg a SALT2.4-nél Betoule et al., (2014) H0 = 68 km/s/Mpc-et válasz- tott. Ahhoz, hogy a kétféle módszer adta távolságokat összehasonlíthassuk, a távolságmodulusokat

egy közös H0 értékre kell transzformálnunk (Hubble-korrekció). Pl. az MLCS módszer esetén:

H0 µ0(H0) = µ0(MLCS) 5 log (6.10) − · 65

7. fejezet

Eredmények – kollapszár szupernóvák

A 7.1 táblázat azokat a kollapszár szupernóvákat tartalmazza, amelyeket munkáim során rész- letesebben tanulmányoztam. A lista nem teljes – itt csak azokat soroltam fel, amelyek analízisében jelentos˝ szerepet játszottam, és a jelen dolgozat megírásáig (2016 nyaráig) megjelent, vagy elfogadott publikációban szerepeltek. A 7.1 táblázatban felsorolt SN-król (a 2005cs kivételével) részletes többszín-fotometriát vé- geztünk a piszkéstetoi˝ és bajai távcsövekkel (lásd 5.1.1 fejezet). Ezek mellett a Hubble, Swift és Spitzer ˝urtávcsövekkel készített adatokat, valamint a DDO-ban és a McDonald Obszervatórium- ban végzett saját spektroszkópiai méréseinket is felhasználtuk. A megﬁgyelések részletei a fent hivatkozott publikációkban megtalálhatók. A 7.1 ábrán a piszkéstetoi˝ 60/90 cm-es Schmidt-távcsovel˝ készített CCD-felvételeken mutatom be a tanulmányozott objektumokat. Az eredeti BVRI sz˝uros˝ felvételeket az ábraaláírásban felsorolt észlelok˝ készítették, ezekbol˝ kombináltam össze az itt látható színes képeket (kék=B, zöld=V , vörös=I sz˝uro).˝ Idorendben˝ az elso˝ kollapszár szupernóva, amellyel részletesen foglalkoztam, a SN 2002ap volt az M74 galaxisban. Ez egy különleges, széles vonalú Ic (Ic-BL) típusú SN volt (lásd 2.4.1 fejezet). A piszkéstetoi˝ Schmidt- és RCC-teleszkóppal, valamint a Szegedi Csillagvizsgáló 40 cm- es távcsövével, BV RI sz˝uroket˝ alkalmazva, összesen 16 éjszakán át végeztünk méréseket errol˝ az objektumról. Eközben együttm˝uködo˝ kollégáink a DDO-ban vettek fel spektrumokat, összesen 7 alkalommal (Vinkó et al., 2004).

7.1. táblázat. A részletesen tanulmányozott kollapszár szupernóvák

SN Típus Galaxis za E(B V)b (mag) T c (MJD) Ref. − 0 2002ap Ic-BL M74 0,0021 0,09 52302,0 Vinkóetal.(2004) 2004dj II-P NGC2403 0,000445 0,07 53186,5 Vinkóetal.(2006) 2005cs II-P M51 0,00200 0,05 53548,5 Takáts&Vinkó(2007) 2011dh IIb M51 0,00200 0,035 55712,5 Vinkóetal.(2012a) 2013ej II-P M74 0,0021 0,061 56496,9 Dhunganaetal.(2016) Megjegyzés: a: vöröseltolódás; b: teljes intersztelláris vörösödés; c: robbanás idopontja˝

(a) (b)

(c)

(d)

7.1. ábra. A vizsgált kollapszár SN-k a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcso˝ CCD-felvételein. a): 2002ap (Sárneczky Krisztián felvétele); b): 2013ej (Kelemen János); c): NGC 2403 a 2004dj robbanása elott˝ (Sárneczky Krisztián); d): 2004dj (Sárneczky Krisztián); e): 2011dh (Sárneczky Krisztián); f): 2005cs (Mészáros Szabolcs)

7.1. Távolságmérés

A SN 2004dj a 2000-es évek elso˝ évtizedének legfényesebb szupernóvája volt. Errol˝ a közeli, II-P típusú szupernóváról összesen 42 éjszakán készítettünk fotometriai méréseket Piszkéstetor˝ ol˝ és a Szegedi Csillagvizsgálóból. Sajnos csak viszonylag késon,˝ a plató fázis közepén fedezte fel a japán amator˝ SN-vadász, K. Itagaki, ezért a korai fázisról nincsenek megfigyelések. Kanadai társszerzoink˝ 13 spektrumot vettek fel a DDO-ban (Vinkó et al., 2006). A SN 2004dj különlegessége, hogy az NGC 2403 egyik ismert, Sandage-96 katalógusjel˝ukom- pakt csillaghalmazában robbant fel. A halmaz részletes vizsgálata egyedülálló lehetoséget˝ biztosí- tott a robbanó objektum fizikai tulajdonságainak feltárásához (Vinkó et al., 2009), amirol˝ lentebb részletesen is beszámolok. A SN 2005cs-rol˝ csupán néhány felvételt sikerült készítenünk a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcsovel˝ (7.1. ábra), ezért a részletesebb analízishez Pastorello et al. (2006, 2009) extenzív fotometriai és spektroszkópiai adatait használtuk fel. 6 évvel a SN 2005cs után ismét fényes szupernóva bukkant fel az M51-ben. Az SN 2011dh kezdettol˝ fogva nagy figyelmet kapott, mivel a 2005cs-hez hasonlóan itt is megtalálták a SN szü- loobjektumát˝ a robbanás elotti˝ HST -felvételeken (Maund et al., 2011; Van Dyk et al., 2011). A SN 2011dh-ról intenzív megfigyelési kampányban gy˝ujtöttünk adatokat magyarországi és külföl- di csillagvizsgálókból. Piszkéstetor˝ ol˝ összesen 46 éjszakán át végeztünk BVRI-sz˝uros˝ fotometriai megfigyeléseket, míg a McDonald Obszervatóriumban a HET LRS spektrográfjával összesen 9 spektrumot vettünk fel (Vinkó et al., 2012a). Együttm˝uködo˝ partnereink további nagyszámú mérést készítettek errol˝ a fényes SN-ról, amerikai obszervatóriumokból és a Swift ˝urtávcsovel,˝ amelyeket további vizsgálatokat tettek lehetové˝ (Marion et al., 2014). Az SN 2013ej a közeli M74 galaxis újabb szupernóvája volt az Ic-típusú 2002ap után. Errol˝ a SN-ról foként˝ fotometriai adatokat gy˝ujtöttünk, azt viszont kétféle fotometriai rendszerben is: a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcsovel˝ BVRI-, míg a Bajai Csillagvizsgálóból griz sz˝urokkel˝ követtük a SN fényváltozását, összesen 25+44 éjszakán át. A spektroszkópiai megfigyeléseket társszerzoink˝ végezték az amerikai McDonald, Lick és Keck obszervatóriumokból. Ennél a projektnél az optikai spektrumok mellett szintén felhasználtuk azokat az UV-tartományban készült méréseket, melyeket a Swift ˝urtávcso˝ archívumából töltöttem le és redukáltam ki. Az alábbiakban összefoglaló jelleggel mutatom be azokat az eredményeket, amelyek elérésé- ben jelentos˝ szerepem volt. Néhány olyan további SN-val kapcsolatos eredményt is megemlítek, amelyek vizsgálatával csak 1-1 részprobléma erejéig foglalkoztam, de vezeto˝ szerepet nem töltöt- tem be a velük kapcsolatos projektben.

7.1. Távolságmérés

A megﬁgyelési asztroﬁzika alfája és omegája a távolságok megbízható ismerete, ezért a mun- kámban hangsúlyozott szerepet kaptak a távolságmérési módszerek alkalmazásai (6. fejezet). A kombinált fotometriai-spektroszkópiai adatokból, az EPM és SCM módszereket alkalmazva, új

7.1. Távolságmérés

4 4 SN 2011dh 2002ap 3.5 SN 2005cs 3.5 2013ej

3 3

2.5 2.5

2 2 /v (day/Mpc) 1.5 /v (day/Mpc) 1.5 θ θ ± 1 D = 8.4 Mpc 1 D = 9.0 0.5 Mpc

0.5 0.5 0 5 10 15 20 25 30 0 5 10 15 20 25 30

t − t0 (days) t - t0 (days)

(a) (b)

7.2. ábra. EPM alkalmazása a kombinált 2011dh+2005cs adatokra (bal oldal; Vinkó et al., 2012a) és a 2002ap+2013ej adatokra (jobb oldal; Dhungana et al., 2016)

7.2. táblázat. A vizsgált kollapszár SN-k távolságbecslései Mpc-ben.

SN D1 D2 DNED Ref. 2002ap 6,7 0,5 9,0 0,5 9,01 1,14 Vinkó et al. (2004); Dhungana et al. (2016) 2004dj 3,5 ±0,3 3,6 ±0,6 3,47 ±0,66 Vinkó et al. (2006); Takáts & Vinkó (2012) ± ± ± 2005cs 7,1 1,2 8,4 0,7 7,97 1,23 Takáts & Vinkó (2006); Vinkó et al. (2012a) 2011dh 8,4 ±0,7 8,4 ±0,7 7,97 ±1,23 Vinkó et al. (2012a) 2013ej 9,0 ±0,5 9,0 ±0,5 9,01 ±1,14 Dhungana et al. (2016) ± ± ±

távolságokat határoztam meg a fentebb bemutatott szupernóvákra. Eleinte az egyes SN-kra külön-külön alkalmaztam a távolságmérési módszereket, azonban az a körülmény, hogy egy késobbi˝ SN ugyanabban a galaxisban t˝unt fel, egyedülálló lehetoséget˝ adott az ilyen adatsorok kombinációjára és együttes analízisére. Mindezt foként˝ az a szerencsés körül- mény is lehetové˝ tette, hogy a szóban forgó SN-kat röviddel a robbanás után felfedezték, így a robbanás idopontja˝ viszonylag jól behatárolható volt. Tudomásom szerint ezt a módszert korábban még senki nem alkalmazta; ennek oka feltehetoleg˝ a szükséges adatok hiánya volt. Ezen a mó- don két galaxis távolságát is pontosítottam: az M74-ét a SN 2002ap és 2013ej kombinációjával, valamint az M51-ét a 2005cs és a 2011dh felhasználásával (lásd 7.2. ábra). A 7.2 táblázat összefoglalja az egyes SN-kra adott távolságbecsléseinket. A második oszlopban

szereplo˝ D1 távolság az eredeti publikációban szereplo˝ adat, a harmadik oszlopban található D2 pedig az újabb adatok birtokában újraszámolt, felülvizsgált távolság. A negyedik oszlopban a gazdagalaxisokra vonatkozó, a NASA Extragalactic Database1 (NED) weboldalán szereplo,˝ nem vöröseltolódáson alapuló távolságok átlaga szerepel. Ez utóbbiból megítélheto,˝ hogy az általunk közölt új távolságok mennyire konzisztensek korábbi, más módszerekkel végzett becslésekkel.

1http://ned.ipac.caltech.edu/

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

40 38 36 34 (mag)

0 32 µ 30 28 26 26 28 30 32 34 36 38 40

ref 0.5 µ 0 - 0

µ -0.5

26 28 30 32 34 36 38 40 µ ref (mag)

7.3. ábra. A 7.2. táblázatban szereplo˝ SN-k távolságmodulusa (piros körök) a NED-ben szereplo˝ referencia-távolságmodulusok függvényében. Fekete üres körökkel jelöltem további II-P típusú SN-k EPM-mel kiszámolt távolságmodulusait (Vinkó & Takáts, 2007), szürke szimbólumokkal pedig Riess et al. (2007) cikkében szereplo˝ lokális Ia SN-k távolságbecsléseit.

Általános konklúzióként levonható, hogy az utóbbi 15 évben sokat fejlodött˝ a kollapszár szu- pernóvák, elsosorban˝ a II-P típusú SN-k távolságmérési metodológiája és a mérés pontossága. A korábbi, meglehetosen˝ pontatlan, szisztematikus hibákkal terhelt becsléseket felváltották a sokkal megbízhatóbb módszerek (elsosorban˝ az EPM modern verziója, de az SCM is). Mindehhez a magam és kollégáim által végzett munka is hozzájárult. A 7.3. ábrán a 7.2. táblázat adatai mellett ábrázoltam a Vinkó & Takáts (2007) cikkben közölt távolságbecsléseket más II-P típusú SN-kra, illetve a közeli Ia-típusú SN-k adatait (Riess et al., 2007) a NED-ben szereplo˝ referenciatávolságok függvényében. Látható, hogy a közeli kollapszár SN-k távolságbecslései kb. hasonló nagyságú szórást mutatnak, mint az Ia típusú SN-k. Korábban általános vélekedés volt a szakmai közös- ségben, hogy az Ia típusú SN-k jóval pontosabb távolságindikátorok, mint a kollapszár SN-k. A 7.3. ábra tanúsága szerint ez mára megváltozott: jó minoség˝uadatokból˝ megfelelo˝ módszerekkel hasonlóan pontos távolságbecsléseket lehet tenni az utóbbiakra is.

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

A vizsgált SN-k ﬁzikai paramétereit a fénygörbék és a spektrumok modellezésébol˝ határoztuk meg. A spektrumok modellezéséhez a SYNOW kódot használtam (5.4. fejezet). A SN 2004dj t = 47 nappal a robbanás után mért spektrumára illesztett SYNOW modell a 7.4. ábrán látható (Vinkó et al.,

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

1.4 4

1.2 SN 2004dj 3.5 BaII 3 1 T = +47 d FeII 2.5 0.8 TiII 2 0.6 ScII 1.5 Normalized flux Normalized flux 0.4 NaI 1

H 0.2 0.5

0 0 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 7500 8000 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 7500 8000 Wavelength (Å) Wavelength (Å) (a) (b)

7.4. ábra. A SN 2004dj 47 nappal a robbanás után mért spektrumára illesztett SYNOW modell (bal oldal) és a modellben szereplo˝ egyes ionok spektrumai külön-külön (jobb oldal). A modellben a fotoszféra homérséklete˝ és sebessége Tph = 8000 K és vph = 3400 km/s (Vinkó et al., 2006).

2006). Ez az idopont˝ kb. a fotoszferikus fázis közepének felel. Ilyenkor a burok már félig átlátszó,

a fotoszféra fölött már jelentosebb˝ mennyiség˝uanyag található. A fotoszféra homérsékletét˝ Tph = 8000 K-nek vettem, és az egyes ionok gerjesztési homérsékletét˝ ezzel egyenlonek˝ állítottam be (ami közelíto˝ feltevés, az atmoszférában uralkodó NLTE viszonyok miatt nem feltétlenül teljesül).

A fotoszféra sebessége vph = 3400 km/s volt. Az optikai mélység helyfüggését egy n = 6 kitevoj˝u˝ − hatványfüggvénnyel közelítettem. Látható, hogy a modell az eros˝ Hα vonalon kívül minden más spektrális jellemzot˝ jól leír. Ez nem is meglepo,˝ hiszen a SYNOW egy parametrizált modell, tehát nem egy robbanási modellbol˝ indul ki, amelybol˝ aztán az elso˝ alapelvekbol˝ következoen˝ jósolja meg a megfigyelt spektrumot, hanem minden egyes ionra a referenciavonal erosségét˝ (optikai mélységét) manuálisan kell beállítani. Igaz, azoknál az ionoknál, amelyeknek több vonala észlelheto,˝ a vonalak egymáshoz viszonyított relatív erosségét˝ már a Boltzmann-formula alapján számítja, de ezt is lehet hangolni a gerjesztési homérséklet˝ változtatásával (5.3 egyenlet). A gerjesztési homérsékleteket˝ azért vettem egyenlonek˝ a fotoszféra homérsékletével,˝ hogy a sok paraméter miatti degenerációt némileg csökkentsem. Ez meglepoen˝ jól m˝uködött is, és a modellspektrum a 7.4. ábra bal oldalának tanúsága szerint egészen jól illeszkedik a megfigyeltre. A 7.4. ábra jobb oldali panelje a modellben feltételezett ionok egyedi spektrumát mutatja. Az ionok listája messze nem teljes, hiszen itt pusztán azok szerepelnek, amelyeknek a mérések által lefedett spektrális tartományon (4000–7500 Å) megfigyelheto˝ hatása van. Ezek sorrendben HI, NaI, ScII, TiII, FeII és BaII. Ezek mellett egy II-P típusú SN spektrumában a tapasztalat szerint más elemek vonalai is megjelennek. A HeI vonalai általában az elso˝ 30 napon erosek,˝ utána a csökkeno˝ homérséklet˝ hatására gyengülnek. Ráadásul a HeI λ5876 vonal a NaI D dublettjével erosen˝ átfed, így ez utóbbi egyre erosöd˝ o˝ hatása miatt a HeI járuléka nehezen állapítható meg.

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

1.4e−13

1.2e−13 /Å)

2 1e−13

8e−14

6e−14

4e−14 Scaled flux (erg/s/cm 2e−14

0 6000 6200 6400 6600 6800 7000 7200 7400 Wavelength (Å)

7.5. ábra. A SN 2004dj mért Hα proﬁljának (vastag folytonos vonal) illesztése a módosított for- rásfüggvény˝u SYNOW modellel: K = 1 (szaggatott vonal), K = 2 (vékony folytonos vonal) (Vinkó et al., 2006).

Az általam vizsgált késoi˝ fotoszferikus fázisban ezért nem tudtam a HeI jelenlétét egyértelm˝uen kimutatni. A He mellett általában az OI és a CaII vonalai erosek˝ még, de ezek mind kívül esnek a SN 2004dj észlelt spektrumainak határain, ezért nem tudtam oket˝ vizsgálni. A SYNOW modellek jól ismert hiányossága, hogy a II-P típusú SN-k Hα vonalait nem képesek jól visszaadni. Ennek oka a SYNOW modellben feltételezett forrásfüggvény egyszer˝ualakja, ami pusztán a fotoszféra feketetest-fotonjainak tiszta rezonáns szórását tételezi fel (lásd 5.4 fejezet). A modell ezen hiányosságát a SN 2004dj esetében egy egyszer˝u módosítással tudtam kiküszö- bölni (Vinkó et al., 2006): feltettem, hogy a Hα hullámhosszán a fotoszféra nem a feketetest- kontinuumot, hanem annak egy K-szorosát (K > 1) sugározza ki. Fizikailag a K > 1 választás aHα hullámhosszán megjeleno˝ fotoszferikus többletemissziónak felel meg. Ekkor a forrásfügg-

vény egyszer˝uen S(r) = K S0(r), ahol S0(r) a tiszta rezonáns szórás miatti forrásfüggvény. A · 7.5 ábrán látható, hogy a K = 2 paraméter˝umodell egészen jól illeszkedik a mért vonalprofilra (a K = 1-nek megfelelo˝ eredeti modell össszehasonlításként van feltüntetve). A fotoszféra több- letemissziója fizikailag is alátámasztható, mivel II-P atmoszférákban a fotoszféra lényegében a H-rekombináció frontja, ahol a szabad elektronok rekombinálódnak, és H-atomokat hoznak létre. A rekombináció mindig többletemisszióval jár, mivel a magasabb energiaszintekre befogódó elektronok spontán emisszióval gyorsan alacsonyabb energiájú állapotokba kerülnek. Igen valószín˝u, hogy az SN 2004dj (és más II-P típusú SN-k) spektrumaiban a Hα vonal tanulmányozása során ennek a jelenségnek lehetünk tanúi. A SN 2004dj nebuláris fázisa során fellépo˝ fizikai körülményeket a Spitzer ˝urtávcsovel˝ felvett közepes infravörös színképek elemzésébol˝ igyekeztem feltárni (Szalai et al. 2011). A Spitzer- archívumból letöltött és kiredukált IRS-spektrumok analíziséhez a 6,63µm-nél lévo˝ tiltott [NiII]

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

0.01 -14 CoII NiII -13.5 0.03

0.001 -13 )

O 0.02

(mag) -12.5 bol

M 0.01 Ion mass (M 1e-04 -12

-11.5

1e-05 -11 0 200 400 600 800 1000 100 150 200 250 300 350 Time since explosion (days) Time since explosion (days) (a) (b)

7.6. ábra. Bal oldal: a SN 2004dj nebuláris fázisban készült Spitzer-színképeibol˝ kiszámolt 58Ni és Co-tömegek (Szalai et al., 2011). Folytonos vonal mutatja a Ni-Co radioaktív bomlásból várt Co-tömeg elorejelzést˝ 0,02 M kezdeti 56Ni tömeget feltételezve. A szaggatott és pontozott gör- bék annak hatását mutatják, amikor⊙ az 56Co izotóp mellett stabil 57Co is jelen van szoláris izo- tóparánnyal, illetve ennek kétszeresével. Jobb oldal: a bolometrikus fénygörbe a nebuláris fázis kezdetén (Vinkó et al., 2006). A folytonos és pontozott vonalak a radioaktív Ni-Co bomlásból várt luminozitást mutatják a görbék mellett lévo˝ kezdeti 56Ni tömeget (naptömegben) feltételezve.

vonalat, a 7,51 µm-nél lévo˝ tiltott [NiI] vonalat, valamint a 10,52 µm-nél található tiltott [CoII] vonalat használtam. A 3.18 képlet, valamint a Boltzmann- és Saha-egyenletek felhasználásával meghatároztam a SN-ban keletkezett stabil 58Ni izotóp össztömegét és az egyszeresen ionizált Co tömegét (ami a teljes Co-tömeg alsó becslése). Eredményeim a 7.6 ábra bal oldalán láthatók: 4 3 4 MNi = 5 10− M , a Co-tömeg pedig 10− -ról 10− M -re csökken a vizsgált idoszak˝ alatt. Ez · ⊙ ⊙ utóbbi teljesen konzisztens azzal a feltevéssel, hogy a robbanás során kb. 0,02 M radioaktív 56Ni ⊙ keletkezett, ami aztán 56Co-tá bomlott. A bal oldali ábrán lévo˝ vonalak a Ni-Co bomlásból szá- molt Co-tömeget mutatják tiszta 56Ni 56Co bomlást feltételezve (folytonos vonal), illetve stabil → 57Co jelenléte esetén (szaggatott és pontozott görbék). Összehasonlításképpen, az ábra jobb olda- lán a korai nebuláris fázisban mért fényességekbol˝ összeállított bolometrikus fénygörbét mutatom be (Vinkó et al., 2006), amin feltüntettem különbözo˝ kezdeti 56Ni-tömeg bomlásából várható fé- nyességeket is (folytonos és pontozott görbék). Jól látható, hogy a bolometrikus fénygörbe alapján is 0,02 M kezdeti Ni-tömeg valószín˝usítheto.˝ A nebuláris színképek elemzése tehát olyan ered- ⊙ ményekre vezetett, melyek teljes összhangban vannak a bolometrikus fénygörbe modellezésébol˝ nyert kezdeti Ni-tömeg becslésével. A SN 2011dh esetében jóval részletesebb spektrummodellezésre nyílt lehetoségem.˝ Errol˝ a IIb típusú SN-ról nemzetközi együttm˝uködésnek köszönhetoen˝ jóval több adat állt rendelkezésemre: a texasi HET-tel készített optikai spektrumok mellett a Swift és a HST ˝urtávcsövek ultraibolya szín- képeivel, valamint a NASA Infrared Telescope Facility (IRTF) Hawaii-n lévo˝ távcsövével felvett infravörös spektrumokkal is dolgozhattam (Marion et al., 2014).

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

7 HeI 5876 Hα Swift+HET +11d 6 4 4 SYNOW HET +11d 5 SYNOW 3.5 Hα 3.8 SiII 4 no He 3 3 3.6 HeI 2.5 2 3.4 2

Scaled flux (a.u.) 1 1.5 HET +11d 3.2 1 SYNOW 3000 4000 5000 6000 8000 10000 no Si 3 0.5 Rest wavelength (Å) 5500 5600 5700 5800 5900 6000 6000 6200 6400 6600 6800

CaII H+K CaII IR3 + HeI 10830 1.4 IRTF +12d 8 1.6 1.2 SYNOW IRTF +12d 7 1 1.4 SYNOW 6 CaII no He 1.2 MgII 0.8 5 CaII 0.6 4 TiII 1 0.4 3 0.8 HeI Scaled flux (a.u.) 0.2 2 Swift +11d 0.6 1 SYNOW 8000 10000 12000 15000 20000 no Ti 0.4 0 Rest wavelength (Å) 3500 3600 3700 3800 3900 4000 4100 4200 8000 8500 9000 9500 10000 10500 11000 (a) (b)

7.7. ábra. A SN 2011dh UV-optikai-NIR színképe 11-12 nappal a robbanás után és a ráillesztett SYNOW modell (bal oldal). Az egyes spektrális jellemzok˝ kinagyítva (jobb oldal). Mindkét oldalon a vastag folytonos vonal a mért spektrumot, a szaggatott és pontozott vonalak a modellspektrumot ábrázolják. A fotoszféra homérséklete˝ és sebessége Tph = 9000 K és vph = 9000 km/s (Marion et al., 2014).

A 7.7. ábra bal oldala a teljes UV-optikai-NIR színképet mutatja a ráillesztett SYNOW mo- dellspektrummal együtt. Az illesztés nem tökéletes, de mind a kontinuum menetét, mind a fobb˝ spektrális jellemzoket˝ többé-kevésbé visszaadja. Az azonosított ionok sorrendben a HI, HeI, MgII, SiII, CaII, TiII, FeII és CoII voltak. Látható, hogy mind a H, mind a He vonalai erosek˝ a korai spektrumban. A SN 2011dh spektrális fejlodése˝ során a H-vonalak gyengülése és a He-vonalak erosödése˝ a IIb típusra jellemzo˝ volt. Érdekes, hogy a semleges oxigén (OI) jelenléte +17 napig biztosan nem volt kimutatható, és utána is csak bizonytalan detektálásra volt lehetoség˝ (Marion et al., 2014). A spektrummodellekbol˝ további érdekes információkat nyerhettünk az atmoszféra kémiai össze- tételének inhomogenitásáról. A IIb típusnál a He-vonalak erosödését˝ általában azzal magyarázzák, hogy a légkör hidrogénben gazdag része viszonylag vékony, a tágulás során hamar átlátszóvá válik, és az alatta lévo˝ He-dominálta rétegben erosödnek˝ meg a He-vonalak. Ezt a képet a SN 2011dh megﬁgyelt spektrumfejlodése˝ teljesen alátámasztotta. A Marion et al. (2014) cikkben részletezett

eredményeink szerint a H-burok minimális sebessége vmin 12000 km/s volt, míg a többi ion ennél ∼ jóval alacsonyabb sebességgel táguló tartományokban is jelen volt. Fotoszferikus He kb. 11 nappal

a robbanás után jelent meg eloször˝ a színképben, és a vmin 7000 km/s minimális sebességét egé- ∼ szen a méréssorozat végéig, a robbanás utáni 35. napig megtartotta. Összehasonlításképpen, egy II-P típusú SN-nál a H a fotoszferikus fázis végéig (t > 100 napig) domináns, és sebessége együtt csökken a fotoszféra sebességével. Ebbol˝ arra következtettünk, hogy, ellentétben a II-P SN-kkal, a SN 2011dh H-gazdag légköre viszonylag vékony volt, és a He-ban gazdag tartomány kb. a 12000 km/s és a 7000 km/s sebességekkel táguló rétegek közé esett.

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

SN 2011dh SN 2011dh 10 Constant opacity 2 H-rec. R = 3 R 0 sun 270 Ro shell H-rec. R0 = 30 Rsun

1.5 1 30 Ro core erg/s) erg/s) 42 42 1 (10 (10 bol bol 3 Ro core L L 0.1

0.5

0 0.01 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 1 10 Days since explosion Days since explosion (a) (b)

7.8. ábra. A SN 2011dh bolometrikus fénygörbéjére illesztett Arnett–Fu-modellek (Marion et al., 51 56 2014). A modellek paraméterei: ledobott tömeg Mej = 1 M , teljes energia 10 erg, Ni-tömeg 2 ⊙ MNi = 0,06 M , opacitás κ = 0,2 cm /g. A kezdeti sugár az ábrafeliratokon látható: folytonos ⊙ vonal és szaggatott-pontozott vonal: R0 = 3 R , pontozott vonal: R0 = 30 R . A szaggatott- pontozott vonallal ábrázolt modell nem veszi ﬁgyelembe⊙ a He rekombinációját, ellentétben⊙ a másik kettovel.˝ A jobb oldalon a szaggatott vonalú görbe egy kis tömeg˝u, kiterjedt (R0 = 270 R ) burok hatását mutatja. ⊙

A 7.7. ábra jobb oldala az egyes spektrális jellemzokre˝ ránagyított grafikonon mutatja be a különbözo˝ ionok hatását a színképre. Látható, hogy a) az 5750 Å-nél lévo˝ jellemzo˝ egyértelm˝uen HeI; b) a Hα kékeltolódott abszorpciós profiljában lévo˝ púp valószín˝uleg SiII (bár a nagy sebessé- g˝uH sem kizárható); c) az UV-tartományon mérheto˝ alacsony fluxust nagy valószín˝uséggel TiII és CoII okozza (tehát olyan fémek, amelyek vagy a Si-égés során, vagy a robbanásban keletkeznek); d) a CaII NIR-triplett vonala (a mély abszorpció 8550 Å környékén) nem illesztheto˝ ugyanazzal a Ca optikai mélységgel, mint ami az UV-tartományban lévo˝ CaII H+K vonalat leírja. Ennek oka minden bizonnyal az LTE-feltétel hiánya, ami a Boltzmann-formulától nagyon eltéro˝ gerjesztett- ségi viszonyokat okozhat. További fizikai paramétereket, például a ledobott anyag tömegét, a fénygörbék analízisébol˝ kaphatunkmeg. Erre mutat példát a 7.8. ábra, ahol a SN 2011dh bolometrikus fénygörbéjére illesztett modelleket ábrázoltam (Marion et al., 2014). A fénygörbe-modelleket az Arnett–Fu-modellbol˝

(lásd 5.1 képlet) számoltam, Mej = 1 M ledobott tömeget R0 = 3 R kezdeti sugarat és κ = 0,2 ⊙ ⊙ cm2/g opacitást feltételezve. Ez utóbbi érték a tisztán He-ból álló teljesen ionizált plazmára jellemzo.˝ Az ábra bal oldalán a mérések mellett háromféle modellt tüntettem fel. A legegyszer˝ubbet, amelyben az opacitást végig állandónak tételeztem fel, a szaggatott-pontozott vonal mutatja. Jól látható, hogy ez a modell a maximum elott˝ jól leírja a megﬁgyelt fényváltozást, a maximum után azonban túl lassan csökken. A folytonos görbe mutatja azt a modellt, amelyben ﬁgyelembe vettem

a He rekombinációját, aminek küszöbhomérsékletét˝ Tion 10000 K-nek állítottam be. E homér-˝ ∼ séklet alatt a He rekombinálódik, emiatt erosen˝ csökken a szabad elektronok száma. Mivel a SN-

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

burokban az opacitás foként˝ a szabad elektronokon végbemeno˝ Thompson-szórásból származik, a rekombinációs réteg felett az opacitás drasztikusan csökken. Látható, hogy csak a rekombináció ﬁgyelembevétele képes a maximum utáni gyors fényességcsökkenést leírni. A harmadik modell

(pontozott vonal) ugyanezt az konfigurációt mutatja, mint a második, de R0 = 30 R kezdeti sugár ⊙ mellett. Jól látszik, hogy ekkor a maximum elotti˝ szakasz nem illeszkedik jól a megfigyelésekhez. A modell további paraméterei: a robbanás teljes energiája 1051 erg, ez fele-fele arányban oszlik el a kinetikus és a termikus energia között, a keletkezett radioaktív 56Ni tömege 0,06 M . Mindezek ⊙ alapján a következoket˝ állapítottam meg: a megfigyelt fényváltozást egy viszonylag kis tömeg˝u

(M 1 M ), kisméret˝u(R0 3 R ) objektum felrobbanása hozta létre. ∼ ⊙ ∼ ⊙ A fenti koherensnek t˝uno˝ képet némileg árnyalja, hogy a fénygörbe kezdeti szakasza hiányzik a megfigyelésekbol.˝ Amint a 7.8. ábra jobb oldala mutatja, egy igen kis (0,01 M ) tömeg˝u, de ⊙ kiterjedt (R = 270 R ), H-ben gazdag burok hozzáadása nem módosítja érdemben a fényváltozást ⊙ a t > 5 nap tartományon, pusztán az ennél korábbi (nem észlelt) szakaszon okoz egy nagy amp- litúdójú, de igen gyorsan csökkeno˝ kezdeti tranzienst. Ezt a kezdeti szakaszt a 3.10 képlet írja le közelítoleg:˝ a lökéshullám felbukkanása után a kiterjedt burok termikus energiája sugárzási diffú- zióval távozik. Ha a külso˝ burok tömege kicsi (mint ahogy az a IIb típusú SN-knál várható), ez a lecsengés olyan gyors lesz, hogy a radioaktív Ni bomlásából származó f˝utés nem képes kompen- zálni az adiabatikus tágulás és a diffúzió miatti energiaveszteséget, így a plató-fázis nem alakul ki. A fénygörbe második szakasza (amelyet a méréseink lefedtek) viszont a vékony H-burok alatti, He-ban és nehezebb elemekben gazdag belso˝ magban végbemeno˝ Ni-f˝utés és sugárzási diffúzió hatására alakul ki. Így ebben a kontextusban a fenti fénygörbemodell csak ennek a belso˝ magnak, és nem a teljes felrobbanó objektumnak a fizikai paramétereire érzékeny, azokat képes megjósolni. Ugyanezt a két komponens˝umodellt (egy kiterjedt, kis tömeg˝uburok és egy kompaktabb, nagyobb tömeg˝umag) alkalmaztam a SN 2011fu IIb típusú szupernóva fénygörbéjének modelle- zéséhez (Kumar et al., 2013). Itt a méréseket indiai társszerzoim˝ végezték, én a mérések értelme- zésében vettem részt. Ennél az objektumnál a fénygörbe kezdeti lecsengo˝ szakasza kicsit tovább tartott, mint a 2011dh esetében, ezért jobban be lehetett állítani a kiterjedt burok paramétereit (bár még így is elég jelentos˝ bizonytalansággal). Itt is az adódott, hogy a külso˝ burok sokkal nagyobb, 1013 cm méret˝ulehetett, legalább 50-szer akkora, mint a belso˝ mag, ami 2 1011 cm-nek ∼ ∼ · adódott. A ledobott tömegek a SN 2011dh-hoz hasonlóak voltak: a mag 1,1 M , míg a burok ⊙ legfeljebb tizedennyi, 0,1 M . Ezek az eredmények teljesen összhangban vannak azokkal a ∼ ⊙ modern hidrokódokra alapuló modellekkel (pl. Bersten et al., 2012), melyekkel a IIb típusú SN-k fényváltozását próbálták értelmezni. A H/He rekombinációt is figyelembe vevo˝ fénygörbemodellt több más II-P típusú SN-ra is al- kalmaztuk, ezt a munkát foként˝ PhD-hallgatóm, Nagy Andrea végezte (Nagy et al., 2014; Nagy & Vinkó, 2016). Eredményeink itt is azt mutatták, hogy az egyszer˝u, félanalitikus fénygörbe- modellekbol˝ jósolt fizikai paraméterek jó egyezést mutatnak a bonyolultabb hidrokódokkal készí- tett modellekkel. A félanalitikus modellek nagy elonye,˝ hogy a futási idejük néhány perc, szemben

7.2. Fizikai paraméterek meghatározása

-17

-16 40000

-15 35000

30000 -14 25000 bol M

-13 [km/s] 20000 phot

V 15000 -12 10000

-11 5000

0 -10 50 100 150 200 250 300 0 5 10 15 20 25 30 Time [days] Time [days] (a) (b)

7.9. ábra. A SN 2002ap nebuláris fázisának fénygörbe-modellje (bal oldal) és az annak megfelelo˝ fotoszferikus sebesség-modell (jobb oldal) A részletekrol˝ lásd Vinkó et al. (2004).

a hidrokódok több napos, vagy akár több hetes futási idejével. Ez természetesen nem azt jelenti, hogy a hidrokódokra innentol˝ kezdve nincs szükség, hiszen a félanalitikus modellek számos egyszer˝usítést tartalmaznak (pl. a konstans opacitást), emiatt a végeredmény szisztematikus hi- bákkal lehet terhelt. Eddigi tapasztalataink azonban azt mutatják, hogy a félanalitikus modellek által jósolt paraméterek jó kiindulópontként szolgálhatnak a korrektebb, ámde jóval komplikáltabb hidrokódok és robbanási modellek futtatásához. A nebuláris fázis (3.1.5 fejezet) fényváltozásának modellezését a SN 2002ap esetén végez- tem el (Vinkó et al., 2004). Ehhez a 3.17 képlettel leírt modellt használtam. Mivel a nebuláris

fénygörbe idoállandója˝ (a 3.17 képletben T0) a SN ﬁzikai paramétereinek kombinációjától függ 2 (T0 κγM /Ek), az emiatt fellépo˝ degenerációt úgy próbáltam csökkenteni, hogy a modelle- ∼ zéshezq felhasználtam a SN 2002ap fotoszferikus sebességének idofüggését˝ is. A végeredményt a 7.9 ábra szemlélteti, bal oldalon a fénygörbe, jobb oldalon a sebességgörbe illesztése látható.

A legjobban illeszkedo˝ modell paraméterei a következoknek˝ adódtak: Mej = 1 M , MNi = 0,07 ⊙ 51 M , Ekin = 5,7 10 erg, vmax = 40000 km/s. Ezt a 7.9 ábrán a folytonos görbe mutatja. Ponto- ⊙ · zott vonallal egy hasonló, de Mej = 2 M naptömeg˝umodellt ábrázoltam, ami láthatóan kevésbé ⊙ jól illeszkedik, mint az 1 naptömeg˝umodell. Fontos megjegyezni, hogy az ábrán látható szimul- tán fénygörbe-sebességgörbe illesztés csak akkor volt lehetséges, ha az optikai opacitást igen ala- csonynak, κ 0,025 cm2/g-nak választottam. A gamma-opacitást az irodalomban közölt érték˝ure, ≈ κγ = 0,027 cm2/g -ra állítottam be. Ez a munka annak idején nem keltett különösebb visszhangot, mostanában viszont újra ak- tuálissá vált, amióta Wheeler, Johnson & Clocchiatti (2015) kimutatták, hogy Ib/c típusú SN-k korai és késoi˝ fénygörbéje nem értelmezheto˝ konzisztens módon, csak akkor, ha a fénygörbe korai

7.3. Szüloobjektumok˝

szakaszát jellemzo˝ opacitás jóval kisebb, mint 0,1 cm2/g. Ellenkezo˝ esetben a fénygörbe korai és késoi˝ szakaszán a ledobódott tömegek egymástól nagyon eltéronek˝ adódnak. Ez az eredmény teljesen összhangban van a Vinkó et al. (2004) cikkben közölt modellszámítással, habár akkoriban még közel sem állt rendelkezésre annyi adat, hogy a fenti tömegproblémát fel lehetett volna ismerni. Ennek az érdekes, paradoxonnak t˝uno˝ szituációnak a feloldása a közeljövoben˝ végzendo˝ kutatásaink között szerepel.

7.3. Szüloobjektumok˝

Közeli galaxisban felt˝uno˝ kollapszár szupernóvák szüloobjektumait˝ a robbanás elotti˝ állapo- tukban immár rendszeresen detektálják (bovebben˝ lásd pl. Smartt, 2009). Az általam vizsgált kollapszár SN-k közül többnek is sikeresen megtalálták a szüloobjektumát˝ a robbanás elott˝ készült HST-felvételeken. Az SN 2005cs esetében Maund et al. (2005) és Li et al. (2006) egymástól függetlenül a SN helyén egy vörös szuperóriás csillagot azonosított, amelynek tömegét mindkét kutatócsoport 10 3 M -nek becsülte. A SN 2011dh robbanó objektumát Van Dyk et al. (2011) ∼ ± ⊙ és Maund et al. (2011) azonosították: a SN helyén egy sárga szuperóriás csillag látszott, melynek tömegét Van Dyk et al. (2011) 17-19 M -nek, Maund et al. (2011) pedig 13 3 M -nek ⊙ ± ⊙ vélte. Végül a SN 2013ej-t robbanás elotti˝ állapotában Fraser et al. (2014) azonosította. A HST felvételein több egymáshoz közeli forrás is látszott, melyek közül Fraser et al. (2014) a F814W sz˝urovel˝ detektált vörös óriást vélte a robbanó objektumnak. Ennek tömegére 8 és 16 M közti ⊙ értéket állapított meg. A fenti direkt detektálásokon túl a SN 2004dj-rol˝ Maíz-Apellániz et al. (2004) korábbi föld- felszíni mérésekbol˝ mutatta ki, hogy az NGC 2403 egy ismert kompakt csillaghalmazában, a Sandage-96 katalógusjel˝uhalmazban robbant fel. Habár a robbanó objektumot közvetlenül nem lehetett detektálni, a halmaz vizsgálatából Maíz-Apellániz et al. (2004) és Wang et al. (2005) 15, ill. 12 M tömeget állapított meg. ⊙ A SN 2002ap szüloobjektumát˝ Crockett et al. (2007) igyekezett megtalálni mind földfelszíni, mind ˝urtávcsöves adatok felhasználásával, de erofeszítéseiket˝ nem koronázta siker. A sikerte- len detektálásból viszont a korábbiaknál jóval alacsonyabb felso˝ korlátot lehetett megállapítani a csillag robbanás elotti˝ abszolút fényességére és tömegére. Ennek alapján a tömeg felso˝ korlátjá- ra Crockett et al. (2007) M < 12 M -et kapott, amennyiben a robbanó objektum egy magányos ⊙ Wolf–Rayet (WR) csillag volt. Amennyiben a robbanó csillag egy kettos˝ rendszer tagja volt, kezdeti tömege akár 15–20 M is lehetett a számítások szerint. ⊙ Fentebb idézett munkáinkban ezen robbanó objektumokra mi is igyekeztünk különbözo˝ korlá- tokat megállapítani és becsléseket tenni. Ehhez legtöbbször a SN megﬁgyelt tulajdonságait hasz- náltuk fel. Például a SN 2005cs esetében (Takáts & Vinkó, 2006) a fénygörbe jellegzetességeit (plató fázis hossza és átlagos fényessége, a fotoszferikus sebesség az 50. napon) vetettük össze Nadyozhin (2003) közelíto˝ formuláival, amelyeket hidrokódokkal számolt SN-fénygörbékbol˝ ka-

7.3. Szüloobjektumok˝

Bruzual−Charlot SSP models Pickles stellar spectra

T=60 Myr F8 I T=600 Myr TBB = 6000 K T=1000 Myr prog prog /Å) 2 1 1 erg/s/cm −17 Flux (10

0.1 0.1 3000 6000 9000 3000 6000 9000 Wavelength (Å) Wavelength (Å) (a) (b)

7.10. ábra. Bal oldal: a SN 2011dh feltételezett robbanó objektuma a HST felvételein a robbanás elott;˝ jobb oldal: a csillag spektrális energiaeloszlása (körök) különbözo˝ életkorú csillaghalmazok modelljeivel (bal panel) és egy F8I típusú sárga szuperóriás modellspektrumával (jobb panel). A részletekrol˝ lásd Vinkó et al. (2012a).

pott. Eredményünk szerint a ledobott burok tömege 8,3 M volt, amihez a maradvány neut- ∼ ⊙ roncsillag becsült 1,3 M tömegét hozzáadva Mp 9,6 M adódik a közvetlenül robbanás ∼ ⊙ ∼ ⊙ elotti˝ tömegre. Ez teljesen konzisztens Maund et al. (2005) és Li et al. (2006) fentebb ismertetett tömegbecsléseivel. A SN 2011dh esetében ennél jóval részletesebb analízist végezhettünk. A HST archívumából letöltött adatokat, amelyek a robbanás elott˝ készültek a SN 2011dh környezetérol,˝ én is kiredu- káltam és kifotometráltam a DOLPHOT szoftver segítségével (lásd 5.1.1 fejezet). Eredményeim (Vinkó et al., 2012a) a 7.10 ábrán láthatók, ahol a bal oldali kép a HST Advanced Camera for Surveys (ACS) kamerájával rögzített 3 színsz˝uros˝ (F435W, F555W és F814W) felvételek szí- nes kombinációját mutatja. A kör közepén látszó sárga szuperóriás csillag a feltételezett robbanó objektum néhány évvel a robbanás elott.˝ A jobb oldalon látható grafikonok a sárga szuperóriás fotometriájából adódó SED-et mutatják különbözo˝ modellekkel összehasonlítva. A bal oldali panelen különbözo˝ életkorú csillaghalmazok egyesített SED-jei láthatók (ehhez Bruzual & Charlot (2003) modelljeit használtam), az életkorok millió években az ábrafeliraton vannak feltüntetve), míg a jobb panelen egy T = 6000 K-es feketetest és egy F8I típusú szuperóriás csillag elméleti spektrumát ábrázoltam. Jól látható, hogy a csillaghalmazok SED-je nem egyezik a megfigyelések- kel, ellenben a sárga szuperóriás spektruma szépen illeszkedik a mérésekre. A luminozitások és homérsékletek˝ alapján ennek a csillagnak a sugarára R 280 23 R adódik (Vinkó et al., 2012a). ∼ ± ⊙ A kezdeti konfúziót éppen ez a nagyméret˝unek látszó sárga szuperóriás okozta, ugyanis a SN megfigyelt fényváltozása egy kimondottan kisméret˝u(R 3 R ) csillag robbanására utalt (7.8. ∼ ⊙

7.3. Szüloobjektumok˝

ábra). A látszólagos ellentmondást elsoként˝ Bersten et al. (2012) hidrodinamikai modelljeivel si- került feloldani: ok˝ megmutatták, hogy egy 4 M tömeg˝uHe-maghoz egy 0,1 M tömeg˝u, ∼ ⊙ ∼ ⊙ R 270 R sugarú burkot csatolva a kialakuló SN fénygörbéje a 2011dh észlelt fénygörbéjé- ∼ ⊙ hez nagyon hasonló lesz. A ledobódott anyag tömegét 1,8–2,5 M közöttinek becsülték. Ez kb. ⊙ kétszerese annak a tömegnek, amit én a saját modellembol˝ kaptam (7.8. ábra), de a két becslés konzisztensnek tekintheto˝ a tömeg-opacitás-energia degeneráció miatt (3.1.4. fejezet). A legújabb HST-észlelések szerint (Folatelli et al., 2014; Maund et al., 2015) a robbanás elotti˝ sárga szuperóriás elt˝unt, és egy jóval halványabb csillagszer˝uobjektum jelent meg a helyén. Ezt Folatelli et al. (2014) annak a kettos˝ rendszernek a másodkomponenseként azonosította, amelyben a fokomponens˝ szupernóvává vált. Maund et al. (2015) ezt az értelmezést vitatta, szerintük nem zárható ki, hogy a SN maradvány még mindig sugároz az optikai és a közeli UV-tartományban, és ez látszik a felvételeken. De mindettol˝ függetlenül kétségkívül igaz, hogy az eredeti képen látszó sárga szuperóriás csillag robbant fel. Így a Vinkó et al. (2012a) cikk végén annak idején közölt konklúzióm, miszerint a fénygörbe nem támasztja alá, hogy a sárga szuperóriás volt a robbanó objektum, elhamarkodottnak bizonyult, ami nem állta ki az idok˝ (és a megﬁgyelések) próbáját. Legrészletesebben a SN 2004dj szülo˝ objektumát, pontosabban a robbanó csillagot tartalmazó kompakt csillaghalmazt vizsgáltam meg (Vinkó et al., 2009). Ehhez a rendelkezésre álló összes adatot igyekeztem felhasználni. Egyrészt összeállítottam a halmaz SED görbéjét a SN 2004dj elhalványodása után készült spektrofotometriai mérésekbol,˝ amit összevetettem a robbanás elott˝ készült fotometriai és spektroszkópiai adatokkal. Új Swift- és archivált XMM-Newton-mérésekkel a már korábban mások által is vizsgált optikai SED-et (Maíz-Apellániz et al., 2004; Wang et al., 2005; Vinkó et al., 2006) sikerült az UV-tartományra is kiterjesztenem, ami jelentosen˝ sz˝ukítet- te a modellillesztések során a paraméterek lehetséges tartományát. Másrészt elvégeztem a HST ACS felvételein felbontott halmaz PSF-fotometriáját, és összeállítottam a halmaz szín-fényesség diagramját. A szín-fényesség diagramokra izokronokat illesztve a halmaz életkorát igyekeztem meghatározni, amibol˝ a szupernóvává vált csillag tömegére következtethetünk. Az UV-optikai-IR SED görbékre olyan elméleti modelleket illesztettem, amelyek egyazon életkorú, de különbözo˝ tömegeloszlású csillaghalmazok integrált sugárzási spektrumát adják meg (ezek az ún. Simple Stellar Population, SSP modellek). Többféle modellsorozatot is felhasznál- tam, amelyek más és más csillagmodelleket, kezdeti tömegfüggvényt (Initial Mass Function, IMF) és fémtartalmat tételeztek fel; a részletekrol˝ lásd Vinkó et al. (2009). Az illesztési paraméterek a

halmaz életkora (Tc), a halmaz össztömege (Mc) és az intersztelláris vörösödés (E(B V )) voltak. − A 7.11. ábra bal oldalán illusztrációként az általam szintetizált Starburst992 modellek illesztését mutatom be két különbözo˝ fémtartalom (Z = 0,004 és 0,02) feltételezésével, míg a jobb oldalon 2 az illesztéskor kapott χ -hiperfelület kontúr- és szürkeskálás térképét mutatom a Tc és E(B V ) − paraméterek alterében. Látható, hogy a legjobb illeszkedést mutató modellek paraméterei erosen˝ korreláltak: a bal oldali ábrán a Z = 0,02 (szoláris) fémtartalmú modellekre a legvalószín˝ubb élet-

2http://www.stsci.edu/science/starburst99/

7.3. Szüloobjektumok˝

−11.4 SB99 Z=0.004 40 Myr SB99 Z=0.02 9 Myr 50 −11.6 45 3 )

2 40 2.5 2 35 −11.8 1.5 30 1

(erg/s/cm 0.5

λ 25 0

* F −12 20 -0.5 λ E(B-V)*100 15 log ( 10 −12.2 5 0 0 10 20 30 40 50 60 −12.4 1000 10000 Age (Myr) Wavelength (Å) (a) (b)

7.11. ábra. Bal oldal: a Sandage-96 csillaghalmaz SED görbéire illesztett Starburst99 csillaghalmaz-modellek. Jobb oldal: a χ2 hiperfelület kontúrozott szürkeskálás térképe a kor és vörösödés koordináták szerint (Vinkó et al., 2009).

kor Tc = 9 millió év, míg az alacsonyabb (Z = 0,004) fémtartalmú modellekre ez Tc = 40 millió év. A χ2 térképrol˝ is látható, hogy a legjobb megoldások két különálló tartományt is kijelölnek: egyrészt van egy "fiatal" megoldás 9 millió év körül, másrészt egy "idosebb"˝ megoldás, ami a ∼ vörösödéstol˝ és a fémtartalomtól függoen˝ a 20–40 millió éves tartományban található. Ez egy rég- óta ismert probléma az SSP modellek illesztésével: az életkor-vörösödés-fémtartalom degeneráció, amely nagyon megnehezíti a halmazok paramétereinek megbízható becslését, különösen azokban az esetekben, amikor csak kevés megfigyelési adat áll rendelkezésre. A Sandage-96 általam megvizsgált SED görbéje az adatokkal legjobban lefedett extragalaktikus halmazok közé tartozik az irodalomban, ennek ellenére a degenerációt nem sikerült teljesen megszüntetni. A Vinkó et al. (2009) cikkben azt a problémát is megvizsgáltam, hogy milyen hatás- sal van a kezdeti tömegfüggvény véletlenszer˝upopulációja (azaz annak fluktuációja, hogy véges számú nagy tömeg˝ucsillag pontosan hogyan oszlik el a kezdeti tömegfüggvény mentén) a modell SED görbéjére. Azt találtam, hogy a 10 millió évnél fiatalabb halmazoknál ez a fluktuáció jelentos˝ hatással van a modell SED-re, ami csökkenti a megoldások egyértelm˝uségét. Annyit mindenesetre nagy biztonsággal sikerült megállapítanom, hogy a halmaz életkora nem több mint 40 millió év, és a legjobban illeszkedo˝ modellek 10 és 20 millió év körül találhatók. A korbecslés fenti bizonytalanságaira némileg magyarázatot adott a Sandage-96 felbontott csillagainak egyenkénti vizsgálata, amihez a HST archívumból letöltött azon felvételeket használ- tam fel, melyek 2005. augusztus 28-án készültek, 425 nappal a robbanás után. A felvételek az F435W, F606W és F814W szélessávú színsz˝urokkel˝ készültek, a szokásos 4-pontos (paralelog- rammát mintázó) térbeli eltolással (dithering). Mivel ekkor a SN 2004dj sugárzása még határozot- tan eros˝ volt a halmaz többi csillagához képest minden színsz˝uroben,˝ elso˝ lépésként ennek hatását

7.3. Szüloobjektumok˝

19 19 10 10 16 16 32 -8 32 -8 20 63 20 63 100 100 -7 -7 21 21

-6 -6 22 22 (mag) (mag)

-5 V -5 V V (mag) V (mag)

23 M 23 M

-4 -4 24 24

-3 -3 25 25

-2 -2 26 26 -1 -0.5 0 0.5 1 1.5 2 2.5 -0.5 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 B-V (mag) V-I (mag) (a) (b) (c)

7.12. ábra. A Sandage-96 csillaghalmaz a HST felvételein és a PSF-fotometriából számolt szín- fényesség diagramok (Vinkó et al., 2009). A diagramokon tele körökkel a halmazhoz tartozó (a bal oldali képen a zöld körön belüli) csillagokat, míg "+" jelekkel a látómezoben˝ található egyéb csillagokat ábrázoltam. A vonalak a 2006-os Padova-izokronok, amelyekhez tartozó életkorok a felso˝ ábrafeliratokon vannak feltüntetve.

igyekeztem levonni a képekrol.˝ Ehhez a TinyTim3 szoftvert használtam, amivel az ACS kamerára pozíciófüggo˝ PSF-eket számoltam mindhárom színsz˝urore.˝ Az így számolt PSF-eket ráskáláztam az SN 2004dj látszó proﬁljára, majd a skálázott PSF-eket digitálisan levontam a képekrol.˝ Az ennek eredményeként kapott képek szính˝ukombinációját mutatja a 7.12. ábra bal oldali panelje. Jól látható, hogy a halmaz számos fényes kék és vörös csillagot tartalmaz, amelyek egy része a HST felvételén felbontottként jelenik meg. Az ábrán zöld kör jelöli azt a határt, amelyen belül látszó csillagot a halmaz tagjának fel- tételeztem. Ezen csillagok PSF-fotometriáját a DOLPHOT programmal végeztem el (lásd 5.1.1 fejezet). A HST-speciﬁkus sz˝urokkel˝ kapott magnitúdókat a program beépített kalibrációjának segítségével Johnson–Cousins-féle B, V és I fényességekké konvertáltam. Az eredményként kapott szín-fényesség diagramok a 7.12. ábra középso˝ és jobb oldali paneljein láthatók, ahol a tele körök mutatják a halmazhoz tartozó csillagokat. A diagramokra rárajzoltam a 2006-os Padova- izokronokat is a 10–100 millió éves határok között. A diagramok jobb oldali függoleges˝ skálája az abszolút fényességeket mutatja D = 3,5 Mpc távolságot feltételezve (Vinkó et al., 2006). A szín-fényesség diagramok elso˝ szembet˝uno˝ tulajdonsága, hogy mintha két különbözo˝ halmazt látnánk rajtuk, holott ezek ugyanarról a halmazról készültek. A B V színt használó diag- − ramon (középso˝ panel) a halmaztagok többsége kék, fosorozati˝ objektum, pusztán 2-3 elfejlodött˝ csillagot látunk rajta. Ezzel szemben a V I színt tartalmazó diagramon (jobb oldal) csak kevés − halmaztag van a fosorozaton,˝ a többség az óriáságon helyezkedik el. Ennek a különbségnek elsod-˝ leges oka az ACS kamera szelektív színbeli érzékenysége: a B és V sz˝uroben˝ egyidej˝uleg detektált

3http://www.stsci.edu/software/tinytim/tinytim.html

7.3. Szüloobjektumok˝

csillagok többsége kék szín˝u, így a vörös óriáscsillagok közül csak a néhány legfényesebb lesz detektálva, a többi a kék színben (azaz az F435W sz˝urovel˝ mért képen) belevész a zajba. Ez- zel szemben a V és I színekben egyidej˝uleg detektálható objektumok között túlnyomó többségben lesznek a vörös csillagok, így a halmazhoz tartozó vörös óriások sokkal nagyobb számban jelennek meg ezen a diagramon. Az izokronokkal való összehasonlítás ugyanakkor egy másik érdekességet is feltár: amennyiben a vizsgált csillagok egyike sem kettos,˝ úgy a halmazt nem lehet egyetlen életkorral jellemezni. Az izokronok szerinti eloszlás alapján legalább kétféle populáció jelenléte valószín˝u: egy fiatalabb 10–16 millió év közti populáció és egy idosebb,˝ 32–100 millió év közti csillaggeneráció (ez utóbbi kor szerinti eloszlása laposabb, szinte folytonos eloszlást mutat). A fiatal populációhoz tartozó csillagok a halmaz közepe felé koncentrálódnak, míg az idosebb˝ populáció tagjai inkább a halmaz külso˝ részein találhatóak (Vinkó et al., 2009). Ha mindez igaz, akkor ez részben megmagyarázza, miért nem sikerült az integrált SED görbék- hez SSP modellekkel egyértelm˝uéletkort rendelni. A Sandage-96-hoz hasonló fiatal extragalaktikus gömbhalmazokról nagyon keveset tudunk. A kétféle csillagpopuláció magyarázatára a Vinkó et al. (2009) cikkben egy olyan hipotézist vázoltam fel, miszerint az idosebb,˝ többféle életkorú csillagot tartalmazó "banda" az NGC 2403 környezo˝ galaktikus mezocsillagaiból˝ áll, amelyeket a halmaz a kialakulása során magához vonzott. Ennek igazolása persze túlmutat mind az akkori cikk, mind a jelen disszertáció keretein. Ehelyett inkább arra koncentráltam, hogy a halmaz korbecsléseinek ismeretében mit lehet állítani a SN 2004dj robbanó objektumának tömegérol.˝ A 7.13. ábra bal oldala különbözo˝ kezdeti tömeg˝ucsillagok maximális életkorát mutatja a Padova-izokronok alapján. Látható rajta a jól ismert tömeg-életkor fordított arányosság, valamint a nagy tömeg˝ucsillagok eros˝ tömegvesztése is az életük vége felé közeledve. Ezen görbék szerint, ha a SN 2004dj a Sandage-96 fiatal, 10–16 millió éves populációjához tartozott, akkor tömege a 12–20 M tartományba kellett, hogy essen. Mivel a SED illesztések szerint a 10 millió év körüli ⊙ ∼ életkor egy valószín˝umegoldás, amit az izokron-illesztések is megerosítenek,˝ így inkább a 18–20 M körüli tömeg valószín˝usítheto.˝ Ez egyben azt is jelentené, hogy a SN 2004dj az eddig talált ⊙ egyik legnagyobb kezdeti tömeg˝uII-P szupernóva (Smartt, 2009). A rendelkezésre álló adatok viszont nem zárják ki, hogy a robbanó objektum 20–60 millió év közötti életkorú volt. Az ehhez tartozó tömegek 7–12 M közé esnek. Amennyiben ez lenne igaz, ⊙ úgy a SN 2004dj robbanó objektumának tömege nagyon hasonló lenne a legtöbb eddig azonosított II-P típusú SN kezdeti tömegéhez. A kérdés eldöntéséhez segítséget nyújthat a 7.13. ábra jobb oldalán látható SED, ahol a Sandage-96 robbanás elotti˝ és utáni SED adatai vannak együtt ábrázolva olyan csillaghalmazok elméleti SED görbéivel, amelyekbol˝ egy fényes, nagy tömeg˝ucsillag spektrumát mesterségesen levontam. A levont csillagok tömege és színképtípusa (YSG = sárga szuperóriás; RSG = vörös szuperóriás) az ábrafeliraton szerepelnek. Jól megfigyelheto,˝ hogy a 20 M -˝ucsillag levonása ⊙ olyan változásokat idézne elo˝ a halmaz integrált SED görbéjében, amely már ellentétben van a

7.3. Szüloobjektumok˝

YSG 25 Mo 60 RSG 25 Mo 40 3e−12 YSG 15 Mo 40 30 RSG 15 Mo 20 15 2e−12 ) ] 12 2

solar 20 9 7 (erg/s/cm λ 1e−12 * F Mass [M

10 λ

5 5e−13

1 10 100 3000 5000 10000 20000 Time [Myr] Wavelength (Å) (a) (b)

7.13. ábra. Bal oldal: csillagtömegek az életkor függvényében a Padova csillagfejlodési˝ útvona- lak szerint. Jobb oldal: az S96 robbanás elotti˝ (üres körök) és utáni (tele körök) SED görbéinek összehasonlítása. A vonalak azon elméleti SED-eket mutatják, amelyekbol˝ egy-egy nagyobb tö- meg˝ucsillagot mesterségesen eltávolítottam. A levont csillagok tömegét az ábrafeliratok mutatják (Vinkó et al., 2009).

megﬁgyelésekkel, amelyek szerint a robbanás elotti˝ és utáni SED görbék csak kissé különböztek egymástól. A 15 naptömeg˝ucsillag eltávolítása viszont csak akkora változásokat okoz, amelyek összhangban vannak a megﬁgyelésekkel. Így a Sandage-96 robbanás utáni spektrofotometriája szerint nem valószín˝u, hogy a robbanó csillag 20 M körüli volt, 15 M viszont lehetett. Egy ⊙ ⊙ ilyen csillag maximális életkora kb. 12–13 millió év, ami teljesen összhangban van a halmaz fenti korbecsléseivel.

8. fejezet

Eredmények – Ia típusú szupernóvák

Több okból is az Ia típus számít a legintenzívebben kutatott szupernóvatípusnak. Egyrészt a legtöbb újonnan felfedezett SN ebbe a típusba tartozik (lásd 2.5. fejezet), másrészt ennek a típusnak a csúcsfényessége kb. 1 magnitúdóval magasabb, mint a többi típusé, a rendkívül ritka SLSN-kat (2.4.2. fejezet) nem ideértve. Az Ia típusú SN-k kutatása asztroﬁzikai szempontból is az egyik legérdekesebb, számos nyitott kérdést tartalmazó terület, amely olyan új távlatok megjelenését eredményezheti, mint amilyen az Univerzum gyorsuló tágulásának és a sötét energia létének (2011- ben Nobel-díjjal elismert) kimutatása volt (Riess et al., 1998, Perlmutter et al., 1999). Az elso˝ néhány olyan SN, amellyel részletesebben foglalkoztam, Ia típusú volt. Kezdetben foként˝ a közeli, könnyebben mérheto˝ SN-k távolságmérésével foglalkoztam. 2008 után, a Texasi Egyetemmel való szorosabb együttm˝uködésnek köszönhetoen˝ lehetoségem˝ nyílt nagyobb kapaci- tású m˝uszerekkel, így pl. a McDonald Obszervatórium 10 méteres Hobby-Eberly Teleszkópjával méréseket végezni. Ezek hatására kutatómunkám fókusza áttevodött˝ az Ia SN-k ﬁzikai tulajdonsá- gainak behatóbb vizsgálatára. Az alábbiakban összefoglalom mindazon eredményemet, amelyeket az eltelt évek során foként˝ saját munkámmal értem el.

8.1. Közeli Ia-szupernóvák távolságmérése

A 8.1. táblázatban összefoglaltam azokat az Ia típusú SN-kat, amelyeknek távolságbecslését

én végeztem el (a publikációkban közölt távolságokat egységes H0 = 73 km/s/Mpc érték˝uHubble- állandónak megfelelo˝ skálára konvertáltam). A távolságok becslésére túlnyomórészt az MLCS módszert (részletesen lásd 6.3.2. fejezet) alkalmaztam, kevés kivételtol˝ eltekintve olyan fotometriai mérések felhasználásával, amelyeket együttm˝uködo˝ partnereimmel magyar távcsövekkel végez- tünk. Az utolsó négy SN eredményeit egyelore˝ csak egy 2014-ben Chicagóban tartott nemzetközi konferencián bemutatott poszteren közöltem, az ezekrol˝ szóló részletes szakcikk megírása ezen dolgozat készítésekor még folyamatban volt.

8.1. Közeli Ia-szupernóvák távolságmérése

8.1. táblázat. Ia típusú szupernóvák távolságméréseinek eredményei. Az egységesítés érdeké- ben a 2005 elotti˝ cikkekben szereplo˝ távolságokat átkonvertáltam a H0 = 73 km/s/Mpc Hubble- állandónak megfelelo˝ távolságskálára.

SN galaxis módszer D (Mpc) DNED (Mpc) Ref. 1998aq NGC3982 snapshot 15,1 4,4 21,8 2,3 Vinkóetal. (1999) 1999by NGC2841 MLCS1 15,2 ±1,2 17,3 ±5,0 Vinkó et al. (2001a) ± ± 2000E NGC6951 MLCS2 29,4 5,0 22,9 4,2 Vinkóetal. (2001b) 2001V NGC3987 MLCS2 66,3 ±4,2 61,1 ±7,2 Vinkóetal. (2003) 2002bo NGC3190 MLCS2 27,6 ±2,1 24,3 ±3,0 Szabó et al. (2003) ± ± 2009ig NGC1015 MLCS2k2 36,6 3,5 36,3 3,0 Marion et al. (2013) 2011fe M101 MLCS2k2 7,0 ±0,6 7,1 ±1,2 Vinkóetal. (2012) 2012cg NGC4424 MLCS2k2 14,9± 1,4 15,4± 0,9 készüloben˝ ± ± 2012ht NGC3447 MLCS2k2 27,0 2,6 20,0∗ 4,0 készüloben˝ 2013dy NGC7250 MLCS2k2 22,4 ±2,2 12,3 ±2,3 készüloben˝ ± ∗ ± 2014J M82 MLCS2k2 4,2 0,4 3,9 0,7 készüloben˝ ± ± Megjegyzés: ( ): csak egy-két Tully–Fisher-relációból származó független becslés ismert ∗

A táblázat 4. és 5. oszlopában a SN-ból mért távolságot, illetve a NED adatbázisban szereplo,˝ nem vöröseltolódásból meghatározott távolságok átlagát ("mean redshift-free distance" a NED terminológiájában) tüntettem fel. E ketto˝ összevetésével lehet arra következtetni, hogy a SN fénygörbére alapuló távolságmérés mennyire tér el más kutatók által másféle módszerekkel kapott távolságok középértékétol.˝ Ezt persze nem lehet teljesen se pro, se kontra érvként felhasználni az alkalmazott módszer, vagy az eredmény helyességét, vagy minoségét˝ illetoen,˝ hiszen a tudomány nem demokrácia (elegendo˝ csak a Hubble-állandó értéke, vagy a Nagy Magellán-felho˝ távolság- modulusa körül kialakult, kis híján hitvitába átmeno˝ véleményütközéseket felidézni). Az mindenesetre kiviláglik a táblázatból, hogy a 2009 elotti˝ korszakban készített távolságbecs- léseim jóval inkább eltérnek a NED-ben szereplo˝ átlagoktól, mint a késobbiek.˝ Ennek oka egyér- telm˝uen az alkalmazott MLCS módszer korai, kevés adaton alapuló kalibrációja volt. Az MLCS módszer 2007-ben jelentos˝ revízión és újrakalibráláson esett át (MLCS2k2, Jha, Riess & Kirshner, 2007). Ennek hatására az MLCS2k2 verzióval végzett távolságbecsléseim sokkal inkább konzisztensnek bizonyultak más, foként˝ cefeidákból meghatározott távolságmérésekkel. 1-2 esetben (SN 2012ht, 2013dy), ahol még mindig csak régebbi, Tully–Fisher-reláción alapuló távolságbecs- lések elérhetoek,˝ az eltérések változatlanul több Mpc-et tesznek ki, de ez, a többinél tapasztalható jó egyezés miatt, gyaníthatóan sokkal inkább a 30 évvel ezelotti˝ TF-módszer szisztematikus hibái miatt jelentkezik. Mindemellett az MLCS2k2 módszer is kalibrációkon alapul, ezért szisztematikus hibákat tar- talmazhat. Másrészt magát a módszert érinto˝ korlát az egyes paraméterek közti korreláció (lásd 6.3.2. fejezet). Ezeket a problémákat részletesebben megvizsgáltam a SN 2011fe fénygörbéinek elemzése során (Vinkó et al., 2012). A 8.1. ábra bal oldala az MTA Konkoly Obszervatórium- ban, Piszkésteton˝ készített fénygörbéket mutatja a ráillesztett MLCS2k2 görbékkel. A folytonos

8.1. Közeli Ia-szupernóvák távolságmérése

9 9 B V 10 10 11 11 29.5

12 12 1 13 13 0.9 29.4 0.8 14 14 0.7 Observed magnitude Observed magnitude 0.6 15 15 0.5 -20 0 20 40 60 80 100 -20 0 20 40 60 80 100 29.3 0.4 0.3 Days from B-maximum Days from B-maximum 0.2 0.1 9 9 29.2 R I 0 10 10

11 11 Distance modulus (mag) 29.1 12 12

13 13 29 14 14 -0.2 -0.1 0 0.1 0.2 Observed magnitude Observed magnitude 15 15 MLCS Delta (mag) -20 0 20 40 60 80 100 -20 0 20 40 60 80 100 Days from B-maximum Days from B-maximum (a) (b)

8.1. ábra. Bal oldal: a SN 2011fe BVRI fénygörbéire illesztett MLCS2k2 görbék. Jobb oldal: a 2 χ hiperfelület szürkeskálás térképe az MLCS ∆ paraméter és a távolságmodulus (µ0) alterében. A χ2 minimum helyét piros pont jelöli, piros kontúrokkal a 99%, 90% és 68% konﬁdenciaintervallu- moknak megfelelo˝ tartományt jelöltem.

vonal a legjobban illeszkedo˝ elméleti görbéket, a pontozott vonalak ezek bizonytalanságait je- lölik. A láthatóan nagyon jó illeszkedés nemcsak annak köszönheto,˝ hogy nagyon jól mértünk (bár ezt a fényes SN-t kétségtelenül sokkal kényelmesebb volt Piszkéstetor˝ ol˝ fotometrálni, mint az összes többit), hanem foként˝ annak, hogy ez végre egy "problémamentes" SN volt: fényes, az intersztelláris extinkció elhanyagolható, közeli, kis vöröseltolódású (tehát a vöröseltolódás miatti ún. K-korrekciót nem kellett alkalmazni az analízis során) és a legtöbb Ia-hoz hasonló spektrális tulajdonságú. Az ábra jobb oldalán az illesztéskor kapott χ2 hiperfelület térképét ábrázoltam a minimumhely környékén. A piros vonalak azokat a konﬁdenciaintervallumokat mutatják, amelye- ken belül adott valószín˝uséggel megtalálható az optimális megoldás. Ez utóbbi ábra árulkodik az illesztési eredmények megbízhatóságáról és a paraméterek értékének bizonytalanságáról. Jól lát- ható, hogy a minimum nem egy körszimmetrikus "gödör", hanem inkább egy elnyúlt "völgy". Ez

azt jelenti, hogy a két ábrázolt paraméter, az MLCS2k2 ∆ fénygörbe-paraméter és a µ0 távolság- modulus erosen˝ korreláltak; az egyikben egy kisebb mérték˝uváltoztatást a másik megfelelo˝ irányú módosításával kompenzálni lehet, és így szinte ugyanolyan χ2 érték˝uillesztés érheto˝ el. Hasonló korreláció tapasztalható az illesztésbol˝ meghatározott távolság és az intersztelláris extinció mértéke között. Megállapítható, hogy emiatt, legalábbis a módszer jelenlegi állapotában, elvileg nem lehet- séges a távolságmérés hibáját egy bizonyos érték alá (a távolságmodulusban kb. 0,1 magnitúdó) ± alá csökkenteni, még végtelenül precíz mérésekkel sem. Szintén a Vinkó et al. (2012)-es cikkben vizsgáltam meg azt a kérdést, hogy vajon más fénygör- bemodellt használva mennyire kapunk konzisztens távolságokat egy ilyen fényes, közeli, jól észlelt SN-ra. Az eredmény kissé csalódást kelto˝ volt: az MLCS2k2 és a SALT2 távolságmodulusai kö- zött 0,16 magnitúdó szisztematikus különbség adódott (az MLCS2k2 távolság lett a nagyobb), ami

8.1. Közeli Ia-szupernóvák távolságmérése

a hibákat is ﬁgyelembe véve kb. 2 σ eltérés. Igaz, mindkét módszer kb. 1 σ eltérést adott a szülo˝ galaxis, M101 azon régebbi távolságával, amelyet a Hubble Key Project határozott meg cefeidák alapján (Freedman et al., 2001). Ez azért fontos, mert a Key Project adta távolságokat minden bizonnyal felhasználták mind az MLCS2k2, mind a SALT2 módszer kalibrációjánál. Így tehát a módszerek a saját kalibrációjukon belül önkonzisztens eredményre vezettek a SN 2011fe illesztése során, de a két módszer közt láthatóan kismérték˝u, kb. 7%-os szisztematikus eltérés volt tapasz- talható. Ez az eredmény bekerült a SN 2011fe-rol˝ szóló, az Annual Review of Nuclear & Particle Science-ben 2013-ban megjelent összefoglalóba is (Nugent & Kasen, 2013). A kapott, kissé lehangoló eredmény ellenére ezzel az érdekes problémával tovább foglalkoztam. Azt igyekeztem megvizsgálni, hogy vajon mi a helyzet kissé távolabbi, jobban vörösödött, kissé más tulajdonságú Ia SN-k esetében a távolságbecslés konzisztenciájával. Ennek érdeké- ben 2012-ben együttm˝uködo˝ partnereimmel egy átfogó, kifejezetten közeli Ia SN-k részletes foto- metriájára irányuló megﬁgyelési kampányba kezdtünk két helyszínrol˝ is, a piszkéstetoi˝ és a bajai obszervatóriumokból. Piszkéstetor˝ ol˝ BVRI, Bajáról SDSS griz sz˝urokkel˝ készítettünk méréseket (5.1.1. fejezet) összesen 4 Ia típusú SN-ról (lásd a 8.1. táblázat utolsó négy sorát). Ezeknek az adatsoroknak az irodalomban fellelheto˝ mérésekkel szembeni óriási elonye˝ a nagyfokú homogeni- tás: végig ugyanazzal a távcsovel,˝ ugyanazzal a detektorral és sz˝urokkel˝ készültek, így a standard transzformáció során fellépo˝ szisztematikus hibákat minimalizálni lehet. Az ezen fénygörbékre alapuló távolságmérésekkel azt próbáltam kideríteni, hogy egyrészt ezek is mutatják-e azt az el- térést, amit a SN 2011fe esetében tapasztaltam, másrészt mennyire befolyásolja az eredmények megbízhatóságát az eltéro˝ fotometriai rendszerek használata. Ennek érdekében a korábbihoz képest alaposabb analízist kellett végeznem. Egyrészt az MLCS2k2 módszert alkalmassá kellett tenni a griz sz˝urokkel˝ készült mérések illesztésére. Ezt a sziszifuszi munkát túlnyomórészt PhD-hallgatóm, Ordasi András végezte el. Másrészt a tesztelt módszerek közé bevettem a nemrég publikált SNooPy2 módszer legújabb verzióját is (Burns et al., 2011,

2014). Ez a módszer a Phillips-relációra (6.3.1. fejezet) épül a ∆m15 paraméter használatával. Elozetes˝ eredményeimet a 8.2. ábra mutatja (Vinkó et al., készüloben).˝ Ebbol˝ kiviláglik, hogy a 2011fe-re kapott eredmény nem egy fatális véletlennek köszönheto,˝ hanem tendenciózus: a kü- lönbözo˝ módszerek szisztematikusan eltéro˝ távolságbecslésekre vezetnek. Az ábra bal oldalán pirossal az MLCS2k2, zölddel a SNooPy2, kékkel a SALT2 módszerrel kapott távolságok átlagtól való eltéréseit ábrázoltam. Habár egyes esetekben (pl. 2012cg) az eltérések kicsit kisebbek, a 0,1 - 0,2 magnitúdós különbségek általánosnak látszanak. Az egyes módszereken belül a fotometriai rendszertol˝ való függés (üres szimbólumok: BVRI, tele szimbólumok: griz) kevésbé eros,˝ az azonos módszerrel, de különbözo˝ sz˝urokben˝ kapott eredmények között jobb az egyezés, mint a különbözo˝ módszerekkel készült becslések között. Az eltérések okainak vizsgálatához készítettem el a 8.2. ábra jobb oldalán látható graﬁkont. Ezen a távolságmodulusok differenciáit a galaxisban lévo˝ por okozta intersztelláris extinkció be- csült értékei közti eltérések függvényében ábrázoltam. Ezt csak a MLCS2k2 és a SNooPy2 mód-

8.2. Spektrummodellezés, kémiai analízis

1 0.5 MLCS2k2 BVRI MLCS2k2-BVRI MLCS2k2 griz MLCS2k2-griz 0.8 SNooPy2 BVRI 0.4 SNooPy2-BVRI SNooPy2 griz SNooPy2-griz 0.6 SALT2 BVRI 0.3 SN 2011fe MLCS2k2 SALT2 griz SN 2011fe SNooPy2 0.4 0.2 14J 0.2

(mag) 0.1 0

0 ∆ µ

residual (mag) 0 0 µ -0.2 12cg -0.1 12ht -0.4 -0.2 13dy -0.6 -0.3 -0.4 -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 -0.4 -0.3 -0.2 -0.1 0 0.1 0.2 0.3 0.4 µ µ ∆ host 0(ave) - 0(NED) (mag) AV (mag)

(a) (b)

8.2. ábra. Bal oldal: a SN 2012cg, 2012ht, 2013dy és 2014J eltéro˝ módszerekkel kapott távolság- modulusainak összehasonlítása. A három különbözo˝ módszerrel kapott távolságmodulusokat átla- goltam (µ0(ave)), ennek és a NED-ben szereplo˝ átlagértéknek az eltérését ábrázoltam a vízszintes tengelyen. A függoleges˝ tengelyen az individuális távolságok átlagtól való eltérése szerepel. Jobb oldal: a távolságmodulusok átlagtól való eltérése a gazdagalaxis vörösödésbecslés-eltéréseinek függvényében. A szaggatott vonal az adatokra illesztett egyenest mutatja.

szerekkel kapott értékekre tudtam megtenni, ugyanis a SALT2 nem végez extinkcióbecslést. Ezen az ábrán jól látható az ismert extinkció – távolság korreláció: nagyobbnak becsült extinkció kisebb becsült távolságot eredményez, és viszont. Az adatokra illesztett, szaggatott vonallal berajzolt egyenes ezt a korrelációt illusztrálja. Másrészt az is megﬁgyelheto,˝ hogy a piros (MLCS2k2) és a zöld (SNooPy2) szimbólumok között szisztematikus eltérés mutatkozik: a SNooPy2 mód- szer ugyanazokból az adatokból szisztematikusan nagyobb extinkciót, így kisebb távolságot állapít meg, mint az MLCS2k2. Az eredményeket összefoglalva megállapítható, hogy kis túlzással élve majdnem ugyanott tar- tunk, mint közel 100 éve a Shapley–Curtis-vita idején: az intersztelláris extinkció bizonytalan ismerete még mindig jelentosen˝ befolyásolja a távolságbecsléseink megbízhatóságát. Az extinkció bizonytalansága okozta eltérések nagyságrendje hasonló az egyes módszerek között tapasztalha- tó szisztematikus különbségek értékéhez. Gyanítható, hogy a bizonytalan vörösödések/extinkciók hatása a módszerek kalibrációjánál nem volt elhanyagolható, és a szisztematikus különbségek jó- részt ezen okra, az extinkció bizonytalan ismeretére vezethetok˝ vissza. Ezt a sejtést természetesen ellenorizni˝ kell, ami további nagyszámú, precíz adatsort igényel a késobbiekben.˝

8.2. Spektrummodellezés, kémiai analízis

Az Ia szupernóvák spektrummodellezését eleinte a SYNOW, késobb˝ a SYNAPPS programokkal végeztem. Mivel ezen SN-k spektrális jellemzoi˝ relatíve jól ismertek, és kevésbé változnak objek-

8.2. Spektrummodellezés, kémiai analízis

7 SN2009ig t = −11d vph = 16,000 km/s 4 6 −11 d FeII HV 3.5 FeIII PS 5 3 MgII HV

SII PS 4 2.5 + const

λ SiIII PS+HV 2 3 −8 d SiII PS+HV scaled F 1.5 2 Normalized flux + const 1 CaII PS+HV 1 0.5

0 0 3500 4000 5000 6000 7000 8000 3500 4000 4500 5000 6000 7000 8000 Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) (a) (b)

8.3. ábra. Bal oldal: a SN 2009ig Ia típusú szupernóva mért spektrumai 11 és 8 nappal a maximum elott˝ (piros vonal), valamint két SYNOW spektrummodell. A kék pontozott vonal csak a fotoszférá- ban keletkezo˝ vonalakat tartalmazó modellt, míg a vastag fekete vonal a nagy sebesség˝uvonalakat is tartalmazó modellt szemlélteti. Jobb oldal: a nagysebesség˝umodellben szereplo˝ ionok egyedi spektrumai.

tumról objektumra, ezért igyekeztem olyan egyediségekre fókuszálni, amelyek korábban valami (általában az adatok hiánya) miatt kevesebb ﬁgyelmet kaptak. Ilyenek például a nagy sebesség˝u vonalak (high-velocity feature, HVF) a korai spektrumokban, vagy az idoben˝ változó, keskeny, cirkumsztelláris eredet˝uvonalak megjelenése. A 8.3. ábra a SN 2009ig két korai fázisban (11 és 8 nappal a maximum elott)˝ készült spektru- mának SYNOW modellillesztéseit mutatja. Ez volt az elso˝ olyan szupernóva, amelyrol˝ már néhány órával a robbanás után tudtunk spektrumot készíteni a HET-tel, és az ezt követo˝ intenzív megﬁ- gyelési kampányban egy akkoriban egyedülálló spektrumsorozatot tudtunk összegy˝ujteni (Foley et al., 2012). A 8.3. ábrán szereplo˝ modelleket a Marion et al. (2013) cikkhez készítettem, amelyben a SN 2009ig spektrumában megjeleno˝ nagysebesség˝uvonalakat vizsgáltuk meg részletesen. Az ezekkel kapcsolatos eredményekrol˝ a következo˝ alfejezetben számolok be, itt csak az általános spektrummodellezés eredményeit mutatom be. A SN 2009ig spektrumában azonosítható ionok (8.3. ábra jobb oldal) teljesen összhangban vannak más Ia SN-k kémiai összetételével. Két do- log viszont mindenképpen újdonságnak tekintheto:˝ egyrészt korábban szinte egyáltalán nem volt ismert a több mint 10 nappal a maximum elott˝ mérheto˝ spektrum, másrészt, amint az ábra bal oldali részén jól látható, a több mint 1 héttel maximum elotti˝ spektrumokban nagyon erosek˝ a nagy

sebesség˝uvonalak. Amennyiben csak olyan vonalakat tételezünk fel, amelyekre vmin = vph, azaz a vonalformáló tartomány egészen a fotoszféráig terjed, akkor a kék pontozott vonallal ábrázolt spektrumokat kapjuk, melyek egyáltalán nem írják le a legerosebb˝ spektrális jellemzoket˝ (ezek a Ca II H+K és IR-triplett, valamint a Si II λ6355 jól ismert átmenetek). Ezek a modellek ﬁzikailag alátámasztják azt a feltételezést, hogy a maximum elotti˝ fázisokban létezik egy olyan vonalformáló

8.2. Spektrummodellezés, kémiai analízis

SN 2012ht with HET/HRS SN 2013dy with HET/HRS

8 HET/HRS 2012−12−23 8 HET/HRS 2013−08−09

7 NaI D (MW) NaI D (N3447) 7 NaI D (MW) NaI D (N7250)

6 6

5 5

4 4

Scaled flux 3 Scaled flux 3

2 2

1 1

0 0 5880 5890 5900 5910 5920 5930 5880 5890 5900 5910 5920 5930 Observed wavelength (Å) Observed wavelength (Å) (a) (b)

8.4. ábra. Bal oldal: a SN 2012ht nagy felbontású spektruma a Na D dublett környékén. Az észlelt komponensek a Tejútrendszerben jönnek létre, a gazdagalaxis vöröseltolódásánál nem ta- pasztalható spektrumvonal. Jobb oldal: ugyanez, csak a SN 2013dy spektrumával. Itt mind a Tejútrendszerben, mind a gazdagalaxisban megjelenik az intersztelláris Na D, a szülo˝ galaxisban két különbözo˝ sebesség˝ukomponens is.

tartomány, amely legalább 6000 km/s-mal a fotoszféra sebessége fölött található (Foley et al., ∼ 2012; Marion et al., 2013). A 8.4. ábrán a SN 2012ht és 2013dy nagy felbontású színképének részleteit mutatom be. Ezekrol˝ a közeli, fotometriával is részletesen tanulmányozott SN-król nagy felbontású színképeket a HET HRS spektrográfjával (lásd 5.2.1. fejezet) készítettem. A cél mindkét esetben a keskeny, cirkumsztelláris eredet˝uvonalak keresése volt, amelyek esetleg a csillagkörüli anyaggal, vagy a feltételezett társcsillaggal való kölcsönhatásról árulkodhatnak. A 2012ht-rol˝ csak egyetlen hasz- nálható spektrumot tudtunk készíteni (ez szerepel a 8.4. ábra bal oldalán), de ebbol˝ is látszott, hogy a 2012ht gazdagalaxisában lényegében nincs intersztelláris, vagy cirkumsztelláris eredet˝uNa D vonal. Ezzel szemben a 2013dy-ról összesen 6 éjszakán készültek HRS mérések. Társszerzoink˝ más m˝uszerekkel felvett adataival együtt összesen 15 nagy felbontású spektrum állt rendelkezésünk- re, amelyekbol˝ a Na D dublett idobeli˝ változását próbáltuk kimutatni. Habár a Na D dublett a szülo˝ galaxisban itt kb. ugyanolyan erosnek˝ bizonyult, mint a Tejútrendszerben (8.4. ábra jobb oldal), ennek idobeli˝ változását sajnos nem sikerült kimutatnunk (Pan et al., 2015). A negatív eredmény ellenére a méréssorozat mégis igen hasznosnak bizonyult, mivel a Na D vonalak relatív erossége˝ tökéletesen alátámasztotta a fénygörbék illesztésébol˝ kapott azon eredményt, miszerint a SN 2013dy esetében a Tejútrendszerben és az NGC 7250 anyagalaxisban az intersztelláris extink- ció kb. egyformán eros˝ volt. A 8.5. ábra egy érdekes, nem tipikus Ia szupernóvának, a SN 2013bh-nak a HET-tel mért spektrumait és az azokra illesztett SYNAPPS modelleket mutatja (Silverman et al., 2013b). Ez a SN a nagyon ritka, ún. 2000cx-alosztályba tartozik (nem összekeverendo˝ a 2002cx-alosztállyal),

8.2. Spektrummodellezés, kémiai analízis

SN 2013bh SYNAPPS

−3.6 d +4.1 d ) 1 +5.8 d −1 Å −2 cm −1

(erg s 0.1 λ F 2 λ Scaled

0.01 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 Rest wavelength (Å) (a)

8.5. ábra. A SN 2013bh (PTF13abc) HET-spektrumai és a rájuk illesztett SYNAPPS-modellek (Sil- verman et al., 2013b)

amelyhez hasonlót csak egyet-kettot˝ ismerünk, és a 2000cx mellett a 2013bh az egyetlen részle- tesebben tanulmányozott ilyen objektum. Ennek a típusnak a különlegessége foként˝ az, hogy a fénygörbe nem követi a Phillips-relációt (6.3.1. fejezet), ugyanakkor a spektrum többé-kevésbé egy Ia SN spektrumára emlékeztet. A színkép különlegességét foként˝ a teljesen egyedi Ca II IR-triplett jelenti: ilyen 3 komponens˝u, maximum után megerosöd˝ o˝ vonalproﬁlt eddig egyedül a 2000cx esetében tapasztaltak. Az általam készített spektrummodellek (Silverman et al., 2013b) kétféle összetétel˝uek voltak. Eloször˝ egy szokványos Ia SN összetételét használtam: SiII, SiIII, CaII, TiII, FeII, FeIII, CoII, NiII. A SiIII, CaII TiII és FeII vonalak nagy sebesség˝ukomponenst mutattak (21-25 ezer km/s

minimális sebességgel), a többi vonal fotoszferikus (vph = 11000 km/s) volt. Ezzel a konﬁguráci- óval többé-kevésbé sikeresen le lehetett fedni a 8.5. ábrán színes vonalakkal ábrázolt méréseket, kivéve a 6500–7700 Å közötti kontinuum bemélyedést, amelyet a használt egyszer˝uparametrizált spektrummodell nem volt képes megmagyarázni. Hasonló folytonos abszorpcióra emlékezteto˝ kontinuum-csökkenést mutat sok Ia típusú SN is, ennek eredete mind a mai napig nem teljesen tisztázott. A SN 2013bh maximum utáni spektrumaiban ez az effektus különösen eros˝ volt. Mivel ennél a nagyon ritka altípusnál még az sem teljesen biztos, hogy egyáltalán Ia SN-rol˝ van-e szó, megvizsgáltam egy olyan modellt is, ahol a SiII és SiIII helyett nagy sebesség˝uH és HeI vonalak vannak jelen. Ez kb. egy Ib/c, tehát egy kollapszár SN kémiai összetételére emlé- keztet, ahol a H- és He-rétegek a robbanás elott˝ nem távoztak el teljes egészében. Ezt a modellt a 8.5. ábra közepén szaggatott vonallal ábrázoltam. Látható, hogy ez kicsivel rosszabb illeszkedést

8.3. Nagy sebességre utaló Ca- és Si-vonalak korai Ia spektrumokban

eredményez, mint a fenti Ia-szer˝umodell, de a mérési és modellezési bizonytalanságokon belül ez is elfogadhatónak bizonyult. Ennek ellenére a kollapszár-modell kevésbé valószín˝u, mivel egyrészt az OI λ7774 vonal hiánya a maximum utáni spektrumokban nehezen lenne összeegyeztetheto˝ egy kollapszár SN jellemzoivel,˝ másrészt a SN 2013dh szülo˝ galaxisa egy S0 típusú passzív galaxis, a SN galaktikus környezete semmilyen aktív csillagkelto˝ területet nem mutat, ami nem támasztja alá azt a hipotézist, hogy ott egy nagy tömeg˝ucsillag robbant volna fel (Silverman et al., 2013b).

8.3. Nagy sebességre utaló Ca- és Si-vonalak korai Ia spektrumokban

Az eloz˝ o˝ fejezetben is megemlített nagy sebesség˝uvonalak (HVF-ek) az Ia SN-k színképének egy régóta ismert, de mindmáig megoldatlan eredet˝ujellemzoi.˝ HVF-ek akkor jelennek meg, amikor a homológ módon táguló SN-atmoszférában a vonalformáló tartomány minimális sebessége

(vmin) jóval nagyobb, mint a fotoszféra sebessége (vph). A sebességkülönbség a két réteg között általában 5000 km/s-nál nagyobb, nem ritka a 7000 – 8000 km/s többlet sem. Eloször˝ Fisher et al. (1997) számolt be arról, hogy az SN 1990N maximum elotti˝ színké- pében a 6100 Å környékén megjeleno˝ széles vonalat a fotoszféráénál jóval nagyobb sebesség˝u anyag hozhatja létre, de ok˝ arra gondoltak, hogy ezt inkább CII, mintsem SiII okozhatja. Sze- rintük nem valószín˝uSi-ban gazdag réteg ennyire a SN atmoszféra tetején. Utánuk Hatano et al. (1999b) SYNOW modellekbol˝ azonosított nagy sebesség˝uCaII- és FeII-vonalakat a 22000 – 25000 km/s tartományban a SN 1994D spektrumaiban. Wang et al. (1993) és Kasen et al. (2003) kimutatták, hogy a 2001el színképében a CaII NIR-triplett nagy sebesség˝ukomponense 0,7% po- larizációt mutat, ami sokkal erosebb,˝ mint a fotoszferikus komponensek mérheto˝ polarizációja. A HVF-tartomány tehát vagy nem gömbszimmetrikus alakú, vagy a s˝ur˝uségeloszlása imhomogén, "foltos", ami egyes helyeken kitakarja az alatta lévo˝ fotoszférát. Gerardy et al. (2004) modellszá- mításai szerint a HVF-eket egy cirkumsztelláris anyagfelhovel˝ történo˝ kölcsönhatás során létrejövo˝ burokkal jól meg lehet magyarázni. Ennek az anyagfelhonek˝ a robbanó fehér törpéhez elég közel kell elhelyezkednie, tehát feltehetoen˝ a társcsillagtól, esetleg az akkréciós korongból, vagy a közös burokból származhat. Mazzali et al. (2005) szerint HVF-et minden Ia SN színképe mutat legalább 10 nappal a maximum elotti˝ fázisban. Ezekhez a kezdeti, szórványos észlelésekhez képest az utóbbi 5 évben nagymérték˝uminoségi˝ és mennyiségi elorelépés˝ történt, amihez munkatársaimmal közösen az én munkám is hozzájárult. Ehhez az elso˝ jelentos˝ lépést az eloz˝ o˝ alfejezetben már megemlített SN 2009ig adatai jelentették. A 8.6. ábra bal oldalán a SiII λ6355 és a CaII NIR-triplett vonalproﬁljai láthatók az ido˝ függvényé- ben (fentrol˝ lefelé) a texasi HET-tel készített méréseim alapján (Marion et al., 2013). Ezt a SN-t olyan korai fázisban fedezték fel, hogy két héttel a maximum elott˝ már sikerült spektrumot készíte- nünk róla és a spektrális fejlodést˝ folyamatos (naponta készített) észlelésekkel nyomon követnünk

8.3. Nagy sebességre utaló Ca- és Si-vonalak korai Ia spektrumokban

−13 1.8 09ig: −14d −10 1.6 Si II 12cg: −14d Si II −6 Ca II 1.4 11fe: −13d 10 −5 10 −2 1.2 10kg: −10d +4 1 12ht: −10d +9 0.8 11hb: −9d +16 0.6 0.4 −30000 −20000 −10000 0 Doppler velocity (km/s) 1 1 1.8 1.6 09ig: −14d 1.4 Ca II 12cg: −14d 1.2 11fe: −13d 1 10kg: −10d 0.8 12ht: −10d 0.6 11hb: −9d 0.4 0.2 0.1 0.1 0 −20000 −10000 0 −30000 −10000 0 −40000 −20000 0 Doppler velocity (km/s) Doppler velocity (km/s) Doppler velocity (km/s) (a) (b)

8.6. ábra. Bal oldal: az SN 2009ig SiII és CaII vonalproﬁljainak változása. A B-maximumtól mért fázis (napokban) a középso˝ panelen van feltüntetve. Jobb oldal: ugyanezen vonalproﬁlok megjelenése különbözo˝ Ia szupernóvákban.

(ezek közül az ábrán csak az általam készített mérések szerepelnek, a teljes adatsor összefoglaló ábrája a Marion et al. 2013-as cikkben található). A SN 2009ig HVF komponensei még a koráb- ban észlelt esetekhez képest is extrém erosség˝unek˝ látszottak. Adataink minden kétséget kizáróan igazolták, hogy a CaII NIR-triplett HVF komponense a CaII H+K HVF komponensével tökéletes összhangban jelenik meg a spektrumban, és idobeli˝ fejlodésük˝ is konzisztens. Ez fontos megerosí-˝ tését jelentette annak, hogy itt tényleg egy nagy sebesség˝u CaII-vonalról van szó, nem pedig arról, hogy a fotoszferikus CaII vonalához közel ideiglenesen egy másik elem vonala jelenik meg. Szin- tén kimutattuk, hogy a CaII mellett a SiII, SiIII, SII, és FeII szintén HVF komponenseket mutat. Ezek közül talán a kén (SII) HVF jelenléte t˝unik a legérdekesebbnek, ugyanis ez az elem nagyobb mennyiségben a C/O fehér törpe termonukleáris robbanásában szintetizálódik. A nagy sebesség˝u vonalakat formáló tartományban kimutatható SII arra utalhat, hogy ebben a régióban nemcsak a robbanás elotti,˝ hanem a fúzión keresztülment anyag részei is megtalálhatók. 2009-et követoen˝ az extenzív spektroszkópiai mérési kampányainkból több más Ia SN-t sikerült jóval a maximum elotti˝ fázisban észlelnünk, melyek közül szinte mindegyik mutatott HVF-eket. A HVF-ek erossége˝ azonban általában nem érte el a 2009ig-nél tapasztaltakat. A 8.6. ábra jobb olda- lán a SiII és a CaII vonalproﬁljait mutatom be a HET-tel készült észleléseink alapján (a SN 2012ht itt szereplo˝ spektrumát Jeff Silverman készítette és redukálta, a többi a saját munkám volt). Jól látható, hogy a 2009ig és a 2010kg extrém eros˝ HVF-eket mutat a többi Ia SN-hoz képest. A HVF-ek statisztikai vizsgálatát kutatócsoportunk Jeff Silverman vezetésével végezte el (Sil- verman et al., 2015). Ehhez a "Berkeley SN Ia Program" (BSNIP) során észlelt 210 olyan Ia SN spektrumát használtuk, amelyek követik a Phillips-relációt, tehát a "normál Ia", "Ia-91T", vagy "Ia-91bg" típusokba sorolhatók (2.4.1. fejezet). A 8.7. ábrán két ilyen SN spektrumra illesztett SYNAPPS modellt ábrázoltam. Ehhez hasonló modellekkel, amelyeket PhD-hallgatóm, Barna

8.3. Nagy sebességre utaló Ca- és Si-vonalak korai Ia spektrumokban

SN 1997do 11/08/97 SN 2002dj 06/17/02 Synapps fit Synapps fit 2 2

O I vHV=24,000 km/s O I vHV=24,300 km/s

vph=14,400 km/s vph=15,000 km/s 1.5 1.5

Flux (a.u.) Ca II Flux (a.u.) Ca II 1 1

0.5 0.5 7000 7500 8000 8500 9000 7000 7500 8000 8500 9000 Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) (a) (b)

8.7. ábra. A SN 1997do és 2002dj OI és CaII vonalainak illesztése SYNAPPS modellekkel. A CaII vonal modelljéhez mind fotoszferikus, mind nagy sebesség˝ukomponenst használtunk, az illesztéshez használt sebességek az ábrákon szerepelnek.

Barnabás készített, ellenoriztük˝ és kalibráltuk Jeff Silverman Gauss-görbékkel történt sebesség- méréseit (részletesen lásd a 5.4.2. fejezetben). A 382 spektrumot tartalmazó statisztikai minta feldolgozásából megállapítottuk, hogy a maximum elott˝ 4 nappal, vagy ennél korábban észlelt Ia SN-k 91%-a mutat HVF komponenseket a CaII H+K és NIR-triplett vonalain. Ez megerosíti,˝ de egyben árnyalja is azt a korábbi, kis min- tából levont következtetést, hogy "minden Ia SN maximum elotti˝ spektrumában jelen van a Ca II HVF komponense" (Mazzali et al., 2005). A maradék 9%, amelyek egyik fázisban sem mutatnak semmilyen HVF komponenst, mind az Ia-91bg altípusba tartoznak. Mivel a mintában összesen egy olyan Ia-91bg altípusba tartozó SN volt, amelyben HVF komponenst detektáltunk, eros˝ a gya- nú, hogy ezt az altípust más geometriai/ﬁzikai paraméterek jellemzik, mint a "normál" Ia típust, legalábbis a maximum elotti˝ fázisokban. A HVF és a fotoszferikus (PVF) komponensek közti sebességkülönbség a maximum után 5 napig detektálható, és értéke minden esetben nagyobb, mint 5000 km/s. A sebességkülönbség középértéke fázisfüggo:˝ 10 nappal maximum elott˝ kb. 10 000 2000 km/s, ami a maximum ± idejére kb. 8000 3000 km/s-ra csökken. Egyes esetekben (pl. SN 2010kg) azonban akár a 20000 ± km/s értéket is elérheti, ami alátámasztja, hogy a HVF-ek tekintetében az Ia SN-k meglehetosen˝ heterogén tulajdonságokat mutatnak. Más ionok spektrumvonalai, elsosorban˝ a SiII, is mutathatnak HVF komponenseket, de ezek jóval ritkábban detektálhatók, mint a CaII-vonalaké. A Silverman et al. (2015) cikkben azt kö- zöltük, hogy a maximum elott˝ 5 nappal, vagy korábban készült spektrumok mindössze 32%-a mutat SiII HVF komponenst, szemben a CaII 91%-os gyakoriságával. Ez nem feltétlenül utal he- terogén kémiai összetételre: a SiII és a CaII optikai tartományba eso˝ vonalait eltéro˝ atomﬁzikai paraméterek (gerjesztési potenciál és oszcillátorerosség)˝ jellemzik: a SiII-vonalak jóval nehezeb-

100

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

ben gerjeszthetoek,˝ így a gyengébb vonalakban a HVF-ek detektálása is sokkal nehezebb. Igen jó jel/zaj viszonyú mérésekbol˝ azonban nemcsak a SiII vonalában, hanem más eros˝ fémvonalak- ban is hasonló tulajdonságú HVF komponensek azonosíthatóak, mint a CaII vonalproﬁljaiban (pl. Marion et al., 2013; lásd fentebb). Habár az észlelési anyag ilyen extenzív bovülése˝ igen örvendetes, mindemellett sajnos a HVF- ek eredetérol˝ való ismereteinkben nem történt lényeges elorelépés˝ az utóbbi 10 évben. Változat- lanul tart a vita ezen jellemzok˝ fentebb részletezett modelljeirol˝ és a lehetséges magyarázatokról. Véleményem szerint a polarizációs tulajdonságokat is értelmezni képes "foltos, félig átlátszó burok" modellje t˝unik a legvalószín˝ubbnek (Kasen et al., 2003), de nem kizárható az a konklúzió sem, amit Stan Woosley a 2014-es chicagói "SN Ia"-konferencián (is) hangoztatott: "All models probably happen in nature".

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

Az Ia SN-k kialakulásának egyik legfontosabb, máig megoldatlan problémája az a kérdés, hogy a felrobbanó fehér törpe hogyan jut el a Chandrasekhar-határtömeg közelébe. A 3.2.1. fejezetben bemutatott SD- és DD-konfigurációk elvileg bármelyike lehetséges mechanizmus egy Ia SN kelet- kezésére. Azt, hogy ezek közül melyik valósul meg (ha egyáltalán megvalósul) és az összes esetet figyelembe véve mekkora arányban, kizárólag a megfigyelések alapján lehet eldönteni. Ennélfogva rendkívül nagy figyelmet kaptak az utóbbi években a szisztematikus keresoprogra-˝ mok által nagyon korán, már néhány órával a robbanás után felfedezett Ia SN-k. Ezek egyike volt az általam is részletesen vizsgált, fentebb már bemutatott SN 2011fe (Vinkó et al., 2012). Ezt az objektumot a Palomar Transient Factory 1 nappal a robbanás után már felfedezte (Nugent et al., 2011). A legkorábbi (véletlen) detektálás 11 órával a robbanás után történt (Bloom et al., 2012), ami egyedülálló lehetoséget˝ kínált a táguló robbanási felho˝ és az esetleges társcsillag kölcsönhatá- sának észlelésére. Az SD-konfigurációban a robbanásban kidobódó anyagfelho˝ beleütközik a társcsillagba, ami egy erosen˝ sugárzó lökéshullámot indít el a táguló SN anyagában. Ezt a folyamatot modellezte többek között Dan Kasen (Kasen, 2010). A numerikus szimulációk és az analitikus becslések rávilágítottak, hogy a SN – társcsillag kölcsönhatás ugyan rövid ideig (néhány napig) tart, viszont ezen idoszak˝ alatt, kedvezo˝ körülmények esetén, a lökésfront sugárzása többszörösen felülmúlhatja a korai SN sugárzását. A megfigyelésre legkedvezobb˝ konfiguráció az az eset, amikor (véletlenül) éppen a társcsillag irányából figyeljük meg a kölcsönhatást. Amennyiben a társcsillag pont a SN túloldalán tartózkodik, az észlelési esély minimálisra csökken, mivel a gyorsan táguló, átlátszatlan SN anyagfelho˝ kitakarja a tárcsillagot és a keltett lökéshullámot is. Bloom et al. (2012) ezt a lehetoséget˝ igyekezett megragadni a SN 2011fe korai méréseinek elemzésével. A legkorábbi fázisban készült méréseket összevetették a korai SN "táguló t˝uzgolyó" modelljébol˝ származó L t2 jóslattal (lásd 3.2.2. fejezet), valamint Kasen és mások modelljei- ∼

101

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

bol˝ számolt, lökéshullám által keltett fénygörbékkel. Azt az eredményt kapták, hogy a mérések hibahatáron belül egyeznek a kölcsönhatás nélküli t2-modell jóslatával. Ha volt is társcsillag a rendszerben, annak hatása nem mutatható ki, ami azt jelenti, hogy a társcsillag vagy kompakt objektum (R < 0,1 R ) volt, vagy a társcsillag pozíciója pont a legkedvezotlenebb˝ volt a megfi- ⊙ gyelésre. Mivel egyedi esetrol˝ volt szó, egyik lehetoséget˝ sem lehetett kizárni. Ezt az eredményt több adatra, köztük számos saját fotometriából származó mérésre alapozva mi is megerosítettük˝ (Vinkó et al., 2012). Hasonlóan jó egyezést talált a t2-modellel Foley et al. (2012) a SN 2009ig korai fénygörbéjét elemezve. A társcsillag hatásának hiánya némileg meglepte a SD-konfiguráció híveit a SN-kutatók közös- ségében, és erosítette˝ a DD-konfiguráció mellett kardoskodók véleményét. Itt is érvényes azonban az, hogy egy szakmai kérdésben nem a vélemények, hanem a tények döntenek! A fentebb már megemlített SN 2012cg-t a 2011fe-hez hasonlóan igen korai fázisban fedezték fel: a legelso˝ detektálás kb. 2 nappal a robbanás után történt, amit számos további mérés követett a világ különbözo˝ obszervatóriumaiból, a Swift ˝urtávcsövet is beleértve. A korai fázis vizsgálatára szervezodött˝ nagyszabású nemzetközi együttm˝uködésben én is részt vettem, és jelentos˝ szerepem volt a korai fénygörbék analízisében, ami a társcsillag jelenlétének kimutatását eredményezte (Ma- rion et al., 2016). A SN 2012cg-rol˝ a legkorábbi fotometriai mérések a Fred Lawrence Whipple Obszervatórium- ban (FLWO, Arizona; optikai és infravörös tartományban), a Lick Obszervatóriumban (Kalifornia) a KAIT robottávcsovel˝ (optikai tartományban), a Los Cumbres Observatory Global Telescope Net- work (LCOGT) világméret˝urobottávcso-hálózatával˝ (optikai tartományban) és a Swift ˝urtávcsovel˝ (ultraibolya és optikai tartományban) készültek. Ezek mellett Piszkéstetor˝ ol˝ is végeztünk saját fo- tometriát munkatársaimmal, ezek azonban nem voltak elég korai fázisúak ahhoz, hogy érdemben hozzájáruljanak a vizsgálathoz, úgyhogy ezeket végül ebben a tanulmányban nem szerepeltettük (a korábban bemutatott távolságmérési projektben viszont kulcsszerepet kaptak a piszkéstetoi˝ mé- rések). A 8.8. ábrán a SN 2012cg korai fénygörbéi láthatóak az optikai (bal oldal) és az ultraibolya tartományban (jobb oldal). Az ábrán feltüntettem azokat a görbéket is, amelyeket a fentebb említett t2-modell általánosítása és illesztése után kaptam. Mivel a t2-modellben szereplo˝ 2-es kitevo˝ szigorú értelemben véve csak a bolometrikus fénygörbére igaz, az egyes színsz˝urokkel˝ mért fotometriánál a kitevo˝ értéke más lehet. Ennélfogva, a kitevot˝ is illesztési paraméternek véve, két- 2 féle modellt illesztettem a mérésekre: az egyikben a mért fluxust f2 = f0 (t t0) alakban adtam · − meg (tehát a kitevo˝ fixen n = 2 volt, az illesztési paraméterek pedig f0 és t0), a másikban pedig n fn = f0 (t t0) alakban, ez utóbbiban t0 volt fix és f0, valamint n az illesztett paraméterek. Mind- · − két modellt a B-maximumtól számolt 14 és 8 napok közti intervallumban készült mérésekre − − illesztettem. Az illesztés elott˝ minden fotometriai mérést korrigáltam a SN 2012cg irányában mért intersztelláris extinkcióval, melyet a SN 2012cg és a SN 2011fe B V színindexeinek összehason- − lításából kaptam (E(B V) 0,2 mag, jó egyezésben a korábbi fénygörbe-analízis eredményével). − ≈

102

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

9 13 U UVW2 10 B V UVM2 11 V 14 UVW1 tn model tn model 12 B 15 13 14 U 16

Magnitude 15 16 17 17 18

18 Magnitude -18 -16 -14 -12 -10 -8 19 -1.5 U -1 B 20 V -0.5 21

Residual 0 0.5 22 -18 -16 -14 -12 -10 -8 -18 -16 -14 -12 -10 -8 Days from t(Bmax) Days from t(Bmax) (a) (b)

8.8. ábra. A SN 2012cg fényváltozása a korai fázisokban: optikai sz˝urokkel˝ (bal oldal) és a Swift ultraibolya sz˝uroivel˝ (jobb oldal) mérve; a pontok színe az egyes sz˝uroket˝ kódolja, amint az az ábrafeliraton fel van tüntetve. A berajzolt folytonos görbék az adatokra illesztett tn-modellt illuszt- rálják. A bal oldali ábra alsó paneljén az illesztett modellhez képesti eltérést (reziduált) ábrázoltam.

Azt találtam, hogy az f2 modell ugyan képes jó illesztéseket produkálni, de a t0 paraméter a különbözo˝ sz˝urokben˝ más-más értékeket igényel, amelyek között több napos eltérés van. Ez ﬁzikailag értelmetlen, mivel a robbanáshoz nem tartozhat színenként más-más kezdeti idopont.˝

Ezért inkább a tn modell eredményeit tekintettem reálisabbnak. Ennél azt tapasztaltam, hogy a kitevo˝ értéke a V , B és U sz˝urokben˝ rendre 2,2, 2,4 és 3,4, azaz a kék tartomány felé növekszik. A Swift UV-sz˝uros˝ mérésekre a kitevo˝ 3,6-nek adódott, ezeknél a pontok száma túl kevés volt ∼ ahhoz, hogy az egyes színekhez tartozó kitevok˝ között különbségeket tegyek. Megjegyzendo,˝ hogy a SN 2011fe korai, R-tartományban készült fénygörbéjének illesztésekor n = 2,05 0,02 adódott ± (Vinkó et al., 2012), ami összhangban van az itteni illesztési eredményekkel. Ezek alapján a V és R tartományban a fénygörbék közel t2 szerint változnak, míg a kék-UV tartományban n > 2, azaz csökkeno˝ hullámhosszal növekvo˝ kitevoj˝uhatványfüggvények˝ szerint változik a fénygörbe. De az igazi eredmény nem ez, hanem az az egyértelm˝ufényességtöbblet, ami a 14 nap- − nál korábbi méréseknél megjelenik a tn modellhez képest. Ez az a többlet, amit a SN-társcsillag kölcsönhatás modellek jósolnak, és ami korábban teljesen hiányzott a SN 2009ig és 2011fe fény- görbéibol˝ (lásd fentebb). Azt, hogy itt valószín˝uleg errol˝ a jelenségrol˝ van szó, erosíti,˝ hogy a fényességtöbblet a kék-UV tartomány felé növekszik, ami tökéletesen egyezik a modellek jóslata- ival. Habár a többletfluxus jelenléte szemmel eléggé felt˝uno,˝ az objektív kimutatáshoz meg kellett vizsgálnom ennek statisztikai szignifikanciáját: vajon a mérések és az illesztett modellek bizonyta- lanságát figyelembe véve mennyire tekintheto˝ szignifikánsnak az eltérés, vagy lehet-e pusztán a vé- letlen (statisztikus fluktuáció) m˝uve. Ennek érdekében kiszámítottam sz˝uronként˝ a 18 < t < 14 − −

103

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

1.2 13 U (t =-2.6) 1 (t-t )2 model fit [-14:-8] 0 0 B (t0=-1.0) 14 V (t =-0.6) 0.8 0 15 U 0.6 16 0.4 17

0.2 Magnitude no comp 18 2 M 0 6 M 19 1 M RG Relative flux residual -0.2 U -0.4 20 -18 -16 -14 -12 -10 -8 −18 −16 −14 −12 −10 −8 Days from t(Bmax)

1 11 n U (n=3.4) 0.8 t model fit [-14:-8] B (n=2.4) V (n=2.2) 12 0.6 B 13 0.4 0.2 14

Magnitude 15 no comp 0 2 M 6 M Relative flux residual -0.2 16 1 M RG B -0.4 17 -18 -16 -14 -12 -10 -8 −18 −16 −14 −12 −10 −8 Days from t(Bmax) 0.8 9 n U (n=3.2) 0.6 t model fit [-18:-8] B (n=2.2) V (n=2.1) 10 0.4 V 0.2 11 0 12

-0.2 Magnitude 13 no comp 2 M 6 M

Relative flux residual -0.4 14 1 M RG -0.6 V 15 -18 -16 -14 -12 -10 -8 −18 −16 −14 −12 −10 −8 Days from t(Bmax) Days from t(Bmax) (a) (b)

8.9. ábra. Bal oldal: a tn-modell különbözo˝ illesztéseihez tartozó relatív ﬂuxuseltérés (∆ f / f )azido˝ függvényében. Az illesztett modell az egyes graﬁkonok fölött található, csakúgy, mint az illesztett idotartomány;˝ a színek a sz˝uroket˝ kódolják. Jobb oldal: a mért fénygörbék összehasonlítása Kasen (2010) elméleti SN-társcsillag kölcsönhatási modelljének jóslataival. A különbözo˝ szín˝ugörbék különbözo˝ feltételezett társcsillagokhoz tartoznak, a fekete görbe a kölcsönhatás nélküli esetet mutatja.

104

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

napok közötti átlagos ﬂuxustöbblet jel/zaj értékét az alábbi deﬁníció szerint:

fobs fmod S/N = − , (8.1) σ2 σ2 obs + mod q ahol f a mért (ill. modell) fluxusokat jelöli, σ pedig ezek hibáját. A modellek σmod bizonyta- lanságát az egyes idopontokban˝ az illesztési paraméterek hibaintervallumai alapján számítottam ki. Azt kaptam, hogy a V , B és U-sz˝urokben˝ a jel/zaj (S/N) rendre 3,9, 4,4 és 7,7, igaz, a V - és az U-sz˝urokben˝ csak 1 pont van, amely szignifikánsan eltér az illesztett görbétol.˝ A B-sz˝uros˝ méré- sekben tapasztalható többletfény azonban egyértelm˝uen szignifikáns, megközelíti az 5σ-t. Hason- lóan szignifikánsnak bizonyult az UV-sz˝urokben˝ mért többletfluxus is, igaz, itt az U-hoz hasonlóan szintén csak 1-1 pont található a kérdéses idointervallumban.˝ Ezen eredmény megbízhatóságát úgy teszteltem, hogy a tn modell illesztési tartományát ki- terjesztettem a legkorábbi mérésekig (nem csak 14 napig, mint korábban). Ekkor az eltérés a − modelltol˝ B-ben 2σ-ra csökkent, de ez a modell lényegesen rosszabb illeszkedést mutatott (a χ2 értéke 1 nagyságrenddel nott˝ a korábbi illesztéshez képest), így ezen modell valóságtartalma két- séges. Ennélfogva a null-hipotézist, miszerint a fényességtöbblet csupán statisztikus fluktuáció, nagy biztonsággal elvetettem. A 8.9. ábra bal oldalán a tn-modell különbözo˝ illesztéseihez tartozó relatív fluxuseltéréseket (∆ f / f ) ábrázoltam (csak az UBV-sz˝urokre).˝ Ez grafikusan illusztrálja a fenti számítási eredmé- nyeket, megerosítve,˝ hogy a többletfluxus valóban létezik, és még a 18 napig terjedo˝ modellil- − lesztéseknél is felfedezheto˝ a jelenléte. A sikeren felbuzdulva társszerzoimmel˝ (Marion et al., 2016) megvizsgáltuk, hogy vajon mennyi- ben egyeztetheto˝ össze a kezdeti fluxustöbblet a SN-társcsillag kölcsönhatást leíró Kasen-modellekkel (Kasen, 2010). A 8.9. ábra jobb oldalán ezek az összehasonlítások szerepelnek az U-, B- és V- tartományon. Látható, hogy a Kasen-modellekkel való összevetés hasonló eredményre vezet, mint az egyszer˝u tn-modellekkel történt összehasonlítás: a 14 napnál korábbi méréseknél a kölcsön- − hatás nélküli esethez képest (fekete görbe) egyértelm˝utöbbletfluxus mutatkozik. Ezek mértéke a modellek alapján nagyjából megfelel egy olyan SN-társcsillag kölcsönhatásban várt többletfény- nek, ahol a társcsillag kb. 2 és 6 M közti fosorozati˝ csillag, de nem éri el egy vörös óriás méretét. ⊙ Két dolgot érdemes mindenképpen szem elott˝ tartani a fentiek értelmezéséhez. Egyrészt, a Kasen-modellek egy elképzelt, átlagos Ia szupernóva táguló robbanási felhoje˝ és egy egyszer˝u, közelíto˝ képletekkel leírt modellcsillag közti kölcsönhatást írnak le. Így semmiképpen sem vár- ható, hogy egy konkrét, megfigyelt Ia SN fénygörbéjét teljesen pontosan visszaadják, ráadásul különbözo˝ hullámhossztartományokon. Inkább csak arra alkalmasak, hogy a kölcsönhatás nélküli esethez viszonyított relatív fényességtöbbleteket megjósolják. Ennélfogva, a 8.9. ábra jobb ol- dalán szereplo˝ grafikonok elkészítéséhez a kölcsönhatásmentes modellfénygörbéket ráskáláztam a SN 2012cg méréseire, és az így kapott görbéken kerestem a fényességtöbblet magyarázatát.

105

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

0.8 FLWO KAIT LCOGT 0.6 Swift SN 2011fe SN 2009ig KAIT SN 2009ig Swift 0.4 PDDEL1n PDDEL3n PDDEL7n PDDEL4n 0.2

0 De−reddened (B−V) [mag]

−0.2

−18 −16 −14 −12 −10 −8 Days from t(Bmax)

8.10. ábra. A SN 2012cg B V színindexének összehasonlítása Dessart et al. (2014) pulzációs, késleltetett detonációt tartalmazó− modelljeivel. Üres szimbólumokkal a SN 2012cg mért adatait, míg tele szimbólumokkal a 2009ig és a 2011fe (kölcsönhatást nem mutató Ia SN-k) méréseit áb- rázoltam az ido˝ függvényében. A vonalak a különbözo˝ tömeg˝umodellek által jósolt, szintetikus B V görbéket mutatják. Látható, hogy a SN 2012cg a 14 napnál korábbi szakaszon jóval ké- kebb,− mint a kölcsönhatást nem mutató másik két SN, és ezt− az alternatív robbanási modellek sem tudják kölcsönhatás nélkül megmagyarázni.

Másrészt, az ábrán feltüntetett modellek optimális megfigyelhetoségre˝ vonatkoznak, azaz a társcsillag pontosan a látóirányba esik, a SN robbanási felho˝ és a megfigyelo˝ közé. Más geomet- riájú elrendezés esetén a társcsillag hatása csökken, vagyis ha pl. oldalról látnánk rá a rendszerre, akkor nagyobb méret˝utárscsillagra lenne szükség a megfigyelt hatás magyarázatához. Ennélfogva a fenti összehasonlításból kapott tömeg- és méretbecslések inkább csak alsó korlátnak tekinthetok:˝ optimális esetben legalább ekkora méret˝ukellett, hogy legyen a társcsillag. Arra a joggal felvetod˝ o˝ kérdésre is megpróbáltunk választ találni, hogy maguk az Ia robbaná- si modellek mennyire tekinthetok˝ megbízhatóaknak, és vajon alternatív robbanási modellek nem képesek-e önmaguktól is a megfigyelt többletfluxust produkálni. Ennek érdekében megvizsgál- tuk Dessart et al. (2014) nemrég publikált, ún. "pulzációs késleltetett detonáció" modellcsaládját. Ezekben a fehér törpe a robbanás elott˝ pulzációt mutat, és a pulzációs mozgásból származó, ter- malizálódó energia hozzáadódik a közvetlenül a robbanás után keletkezo˝ luminozitáshoz. Ezért ezek a modellek a hagyományos késleltetett detonációt (3.2.1. fejezet) mutató modellekhez képest valamivel kékebb kezdeti fénygörbéket eredményeznek.

106

8.4. Társcsillag kimutatása a SN 2012cg korai fénygörbéibol˝

Az összehasonlítást a Dessart et al. (2014) modellekbol˝ számolt szintetikus B V színindexek − és a mért B V értékek összevetésére alapoztam (8.10. ábra). Az ábrán nemcsak a SN 2012cg, ha- − nem a kölcsönhatást nem mutató SN 2009ig és 2011fe mérései is szerepelnek. Látható, hogy a modellek által jósolt B V értékek a hibahatárok és bizonytalanságok figyelembevételével összhang- − ban vannak a kölcsönhatást nem mutató két SN mért színindexeivel. Ezzel szemben a SN 2012cg a 14 napnál korábbi szakaszon (ahol a kölcsönhatás miatti többletsugárzást kimutattuk) jóval ké- − kebb, mint a másik két SN és Dessart et al. (2014) modelljei. Ennélfogva ezek a modellek nem képesek megmagyarázni a SN 2012cg mért színindexeit. Ugyanakkor a kölcsönhatást is tartalma- zó Kasen-modellekkel a mérések teljesen konzisztensek (lásd Marion et al., 2016). Összességében megállapítottuk, hogy a jelenlegi elméleti ismeretek alapján a kék többletfény legkonzisztensebb magyarázatát a társcsillag miatti kölcsönhatás jelenti. Ez a konklúzió mindeddig egyedülálló a szakirodalomban. Habár CSM-felhovel˝ történo˝ kölcsönhatást (késoi˝ fázisokban) már többször ki- mutattak (lásd 4.2. fejezet), mindeddig a SN 2012cg az elso˝ olyan Ia SN, amelynél a kölcsönhatást egy minden más tekintetben teljesen "normális" Ia SN-ban fedezték fel, közvetlenül a robbanás utáni néhány napban, amint azt egy fehér törpe – normál társcsillag alkotta szoros kettos˝ rendszerben várhatjuk. A korábban említetteket szem elott˝ tartva ebbol˝ természetesen korántsem következik az, hogy minden Ia SN ilyen szoros kettos˝ rendszerben lévo˝ fehér törpe robbanásából jönne létre (amint azt a SD-konfiguráció modellje állítja), de annyi mindenképpen, hogy ez a konfiguráció képes a megfigyelteknek megfelelo˝ Ia SN-t produkálni. A DD-konfigurációra, annak ellenére, hogy az Ia SN-k statisztikai rátáját kb. helyesen adja vissza a csillagfejlodési˝ modellek szerint, egyelore˝ nincs ehhez hasonló közvetlen megfigyelési bizonyíték.

107

9. fejezet

Eredmények – különleges szupernóvák

Munkám során a fenti, "hagyományos" típusú szupernóvák mellett számos egyéb, érdekes tranziens objektummal foglalkoztam. Ezek közé tartozott több szuperfényes SN (Chatzopoulos et al., 2011; Leloudas et al., 2012; Chatzopoulos et al., 2013), pekuliáris SN (Yuan et al., 2010; McClelland et al., 2010; Szalai et al., 2015), SN imposztor (Margutti et al., 2014), Wolf–Rayet csillag (Littleﬁeld et al., 2012), törpe nóva (Littleﬁeld et al., 2013), extragalaktikus nóva (Czekala et al., 2013) és egy sokáig rejtélyes tranziens, amelyrol˝ kiderítettük, hogy nagy valószín˝uséggel egy szupernagy tömeg˝ufekete lyuk által széttépett csillagtól származott (Vinkó et al., 2015). Ezek kö- zül az alábbiakban azokat az eredményeket foglalom össze, amelyek elérésében jelentos˝ szerepet játszottam.

9.1. Szupernóva-imposztorok

Az utóbbi években több közeli galaxisban felbukkant SN-imposztorról (4.1. fejezet) készítet- tünk fotometriai és spektroszkópiai méréseket. Az alábbiakban 3 ilyen objektumon végzett vizs- gálatainkról számolok be: ezek idorendi˝ sorrendben a SN 2009ip (az NGC 7259 spirálgalaxisban), a SNHunt248 (NGC 5806) és a SNHunt275 (NGC 2770) voltak. A 9.1. ábrán ezen objektumok Swift ˝urtávcsovel˝ készült, távolságra korrigált fénygörbéit mutatom be (SN 2009ip: Margutti et al., 2014; SNHunt248: Mauerhan et al., 2015; SNHunt275: saját munka). A SN 2009ip-t nevébol˝ adódóan már korábban felfedezték, és 2009 óta több kisebb- nagyobb kitörést is produkált (ezekrol˝ részletes összefoglaló található Margutti et al. 2014-es cikkében, melyben Szalai Tamás és én is társszerzok˝ voltunk). Azonban ezek egyike sem érte el a 2012 augusztusában kezdodött˝ nagy kitörés amplitúdóját, amely egy kezdeti, 14 magnitúdó − abszolút fényességet eléro˝ csúcsot követo˝ leszálló ág után egy hónappal hirtelen erosen˝ fényesedni kezdett, és 18 (U-sz˝uronát˝ 19) magnitúdót eléro˝ csúcsfényességet produkált. Ez már összemér- − − heto˝ egy olyan kollapszár SN fényességével, amelyben a robbanó objektum teljesen megsemmisül. Ezért pl. Mauerhan et al. (2013) arra a következtetésre jutott, hogy a korábbi LBV-kitöréseket ez- úttal egy valódi SN-robbanás váltotta fel.

108

9.1. Szupernóva-imposztorok

-18 SN 2009ip-2012 -17 SNHunt248-2012 -16 SNHunt275-2015 -15 -14 -13

Swift V (mag) -12 -11 -10 -50 0 50 100 150 200

-20 -19 SN 2009ip-2012 -18 SNHunt248-2012 -17 SNHunt275-2015 -16 -15 -14 -13

Swift U (mag) -12 -11 -10 -50 0 50 100 150 200 Days since maximum light

9.1. ábra. Szupernóva-imposztorok Swift-tel mért fénygörbéi (felso˝ ábra: V-sz˝uro;˝ alsó ábra: U- sz˝uro)˝

Ehhez képest a SNHunt248 2012-es kitörése "csupán" 15 magnitúdót ért el, ami még mindig − fényesebb, mint a SN-imposztorok szokásos 12 – 13 magnitúdós csúcsfényessége, de nem éri − − el a kollapszár szupernóvákat (a részletes analízist lásd Mauerhan et al. (2015) cikkében). A két objektum különbözosége˝ markánsan megjelenik a kitörések alatt felvett spektrumok alakjában és idobeli˝ fejlodésében.˝ Ezek összehasonlítása látható a 9.2. ábrán (az itt szereplo˝ spektrumokat a dél-afrikai SALT óriástávcso˝ RSS spektrográfjával készítettem, a redukálásban közrem˝uködött Szalai Tamás is). Habár mindkét objektum keskeny, eros˝ H- és He-vonalakat mutat (amelyek tipikus jellemzoi˝ az LBV-kitöréseknek), a SN 2009ip legelso˝ és késoi˝ spektrumaiban jól láthatóan megjelennek olyan széles, P Cygni proﬁlt mutató komponensek, amelyek inkább egy normál SN színképére emlékeztetnek. Ezek teljesen hiányoznak a SNHunt248 színképébol.˝ 2012. szeptember-október folyamán, amikor a fénygörbe az extrém fényes csúcsot produkálta, a SN 2009ip színképébol˝ is elt˝untek a széles vonalkomponensek, és a spektrum leginkább egy IIn SN színképére hasonlított. A fobb˝ vonalak részletes, kinagyított proﬁljai a 9.3. ábrán láthatóak. Szembeötlo˝ a széles abszorpciós komponensek hiánya a 2012 októberében készült színképben, majd ezek újbóli meg- jelenése novemberben. Az abszorpciós komponens alakjából a maximális tágulási sebesség kb. 15 000 km/s-nak adódott, és a látszó fotoszféra sebessége is 10 000 km/s körül volt ebben a fá- zisban. Ezzel szemben a SNHunt248 Hα vonalában a P Cygni abszorpciós komponens csupán 2000 – 3000 km/s tágulási sebességet mutat, ami inkább egy LBV szuper-Eddington kitörésére emlékeztet, mintsem SN-robbanásra (Mauerhan et al., 2015). Habár a fentiek alapján a gyanú eros˝ volt, hogy a SN 2009ip a végso˝ robbanást mutatta be

109

9.1. Szupernóva-imposztorok

SN 2009ip with SALT SNhunt248 with SALT 1e−14 2012−08−26 SN 2009ip 1e−13 Jun 13 2012−09−26 Jun 19 2012−10−11 Jun 26 2012−10−12 Jul 12 1e−15 2012−11−10 /Å) Jul 28 2013−05−13 2 1e−14

1e−16 green: H I; blue: He I Scaled flux 1e−15 1e−17 Observed flux (erg/s/cm

1e−16 1e−18 4000 5000 6000 7000 8000 9000 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 7500 Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) (a) (b)

9.2. ábra. A SN 2009ip (bal) és a SNHunt248 (jobb) spektrális evolúciója a 2012-es kitörés során. A függoleges˝ szaggatott vonalak a H és a He spektrumvonalainak helyét jelölik.

H−gamma H−beta SNhunt248 Hα with SALT 2 Aug 26 Aug 26 Oct 12 3 Oct 12 Jun 13 Nov 10 Nov 10 Jun 19 Jun 26 1.5 2 Jul 12 Jul 28 1.5

1 1 10 −15 −10 −5 0 5 10 −15 −10 −5 0 5 10 λ Velocity (1000 km/s) Velocity (1000 km/s)

HeI 5876 H−alpha 10 Scaled F Aug 26 Aug 26 Oct 12 Oct 12 1.5 Nov 10 Nov 10

1 1 1 −15 −10 −5 0 5 10 −15 −10 −5 0 5 10 −10 −5 0 5 10 Velocity (1000 km/s) Velocity (1000 km/s) Velocity (1000 km/s) (a) (b)

9.3. ábra. A SN 2009ip és SNHunt248 H és He vonalproﬁljainak idofejl˝ odése.˝

110

9.1. Szupernóva-imposztorok

9.4. ábra. Az SNHunt275 jel˝uSN-imposztor a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcso˝ felvételein

2012-ben (magam is azok közé tartoztam akkor, akik így vélekedtek), a további adatok részletes analízisébol˝ kiderült, hogy ez valószín˝uleg mégsem következett be. A röntgentol˝ a rádiótarto- mányig terjedo,˝ kivételesen gazdag adathalmaz elemzésébol˝ társszerzoink˝ (Margutti el al. 2014) kimutatták, hogy a ledobódott tömeg mindössze 0,5 M , a robbanási energia pedig 1 nagyság- ∼ ⊙ renddel kisebb volt, mint a SN-robbanások szokásos energiafelszabadulása (1051 erg). Az extrém eros˝ csúcsfényességet az idézte elo,˝ hogy a 2012-ben kidobódott, 10000 – 15000 km/s sebességgel mozgó anyagfelho˝ beleütközött a néhány évvel korábbi kitörésekbol˝ származó, kb. 0,1 M -nyi, ⊙ lassabban mozgó héjba. Ezek az eredmények nem támasztják alá a végso˝ robbanás hipotézisét, habár a kérdés mind a mai napig nincs lezárva. A legutóbbi, 2015 decemberében közölt hír (Tho- ene et al., 2015) szerint a 2009ip immár az 1999-ben, a kitörések elott˝ detektált fényességszintje alá csökkent. Így tehát mégsincs teljesen kizárva, hogy a 2012-es kitörés során a csillag megsem- misült, de ha ez így is van, valószín˝u, hogy eredetileg egy kettocsillag˝ volt, és a társcsillagot még mindig látjuk. A fentiek fényében 2015 egyik különösen izgalmas objektuma volt az SNHunt275, melyrol˝ hamar kiderült, hogy egy 2009ip-hez hasonló SN-imposztor. Sajnos errol˝ az objektumról saját spektrumokat nem tudtunk készíteni, de együttm˝uködo˝ partnereinken keresztül hozzájutottunk ilyen mérésekhez. Ezekbol˝ az látszott, hogy az SNHunt275 inkább az SNHunt248-hoz hasonló LBV- szer˝uspektrumot mutat. Ezt az LBV-kitörést a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcsovel˝ is követtük (9.4. ábra), 2015 május és november között. Piszkéstetor˝ ol˝ illetve a Swift ˝urtávcso˝ adataiból elvégzett fotometriánkból arra az eredményre jutottunk, hogy az SNHunt275 egy "normál" IIn szupernóvá- val összemérheto˝ csúcsfényességet ért el (Vinkó, Sárneczky & Vida, 2015). Ez a munka jelenleg is folyamatban van, további érdekes eredmények várhatók a közeljövoben.˝ A 2015-ös év bovelkedett˝ közeli szupernóva-imposztorokban, ugyanis még az SNHunt275 elott˝ felt˝unt a PSN J14021678+5426205 jel˝uobjektum az M101-ben. Ezt is eleinte új szupernóvá- nak vélték, de hamarosan kiderült, hogy egy évek óta ismert változócsillag az M101-ben (Gerke et al., 2015), melyet korábban a Palomar Transient Factory is bejelölt (iPTF13afz; Cao et al., 2015). Jelentoségét˝ növeli, hogy a 10 évvel korábbi SDSS-felvételeken Kelly et al., (2015) sikeresen azo-

111

9.1. Szupernóva-imposztorok

9.5. ábra. Az iPTF13afz a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcso˝ felvételén 2015-ben (bal oldal) és az SDSS 10 évvel korábbi felvételén (jobb oldal).

nosította a csillagot kitörés elotti˝ állapotában, ami egy fényes, kék szuperóriás csillagnak t˝unt (9.5. ábra). Az iPTF13afz fényváltozását Piszkéstetor˝ ol˝ és Bajáról is követtük (Vinkó, Sárneczky & Szing, 2015). Spektroszkópiai méréseket sajnos nem sikerült készítenünk, de az interneten megjelent gyorsjelentések szerint a spektrum vörös szín˝ukontinuumra rakódó keskeny H és CaII emissziós vonalakat tartalmazott. Ez eltéro˝ a SN-imposztorok szokásos, kék kontinuumot mutató megjele- nésétol,˝ és valószín˝usíti, hogy egy másfajta objektummal állunk szemben. A tranzienst Piszkéstetor˝ ol˝ I-sz˝uroben˝ 2015. július 21-ig sikerült követnünk, ezután az objektum a detektálási küszöb alá halványodott (9.6. ábra). A magyarországi távcsövekkel mért fényváltozást a 9.7. ábra bal oldali grafikonján ábrázoltam. Az ábrán az idotengely˝ nullpontját 2014 novemberére tettem, amikor a jelentések szerint a PTF keresoprogramja˝ újra detektálta az iPTF13afz-t (Cao et al., 2015). Fotometriánk megerosítette,˝ hogy az objektum folyamatos hal- ványodás mellett egyre vörösebb szín˝ulett. A fénygörbe és a spektrumok alapján egyértelm˝uvé vált, hogy itt nem egy LBV-kitörésnek, hanem egy fényes vörös nóvának (4.1. fejezet) lehettünk szemtanúi. A tranziens objektum fizikai állapotáról leginkább a 2015-ös kitörés elotti˝ mérések árulkod- nak. A 9.7. ábra jobb oldalán tüntettem fel a csillag mért spektrális energiaeloszlásait a kitörés elott˝ (felül) és után (alul). Ezeket úgy kaptam, hogy az irodalomból összegy˝ujtött, illetve saját fotometriámból származó magnitúdókat fluxusokká konvertáltam, és a λ Fλ mennyiségeket áb- · rázoltam a hullámhossz függvényében. Folytonos vonalakkal különbözo˝ színképtípusú Pickles- modellspektrumokat1 ábrázoltam. Jól látható, hogy míg a kitörés utáni spektrális energiaeloszlást

1ftp://ftp.stsci.edu/cdbs/grid/pickles/

112

9.1. Szupernóva-imposztorok

9.6. ábra. Az iPTF13afz halványodása a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcsovel˝ készült CCD-képeken (Sárneczky Krisztián felvételei). A tranzienst a jobb alsó képen nyíl jelöli.

Luminous Red Nova in M101 2.5 14 A0I )

Konkoly B 2 2 Pre−outburst G0I Konkoly V obs 15 Konkoly R 1.5 A0 + G0 Konkoly I 1 16 Baja g (erg/s/cm λ

Baja r F 0.5 λ 17 Baja i Baja z 0 ATel data 4000 6000 8000 18 Wavelength (Å)

Magnitude 100 19 K2I )

2 80 obs 20 60 40 21 (erg/s/cm λ

F 20 Post−outburst λ 22 0 0 50 100 150 200 250 300 350 4000 6000 8000 Days since 2014.11.01 Wavelength (Å) (a) (b)

9.7. ábra. Bal oldal: az iPTF13afz fényváltozása. A magyarországi m˝uszerekkel készült méréseket tele körökkel, az ATel-ekbol˝ kigy˝ujtött más méréseket üres négyzetekkel ábrázoltam. Jobb oldal: az iPTF13afz spektrális energiaeloszlása a 2015-ös kitörés elott˝ (felso˝ ábra), illetve a kitörés után (alsó ábra). Folytonos vonalakkal különbözo˝ színképtípusú Pickles-modellcsillagokat ábrázoltam.

113

9.2. Pekuliáris szupernóvák

−10 d −9 d

) −7 d 2 1 −6 d −5 d −4 d −2 d erg/s/cm

−15 +12 d (10

λ +17 d F

2 0.1 λ Scaled

0.01 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Rest wavelength (Å)

9.8. ábra. A SN 2011ay HET spektrumai. A V -maximumhoz viszonyított fázist (napokban) a spektrumok melletti számok mutatják.

(spectral energy distribution, SED) egy K2I típusú szuperóriás spektruma elég jól közelíti, a kitö- rés elotti˝ mérések nem illeszthetok˝ le jól egyetlen spektrummal. A kék oldalon inkább egy A0I-es, a vörös oldalon egy G0I típusú csillag spektrumára emlékeztetnek. Ez alapján eros˝ a gyanú, hogy ez a tranziens objektum eredetileg egy nagy tömeg˝ukettoscsillag˝ volt. Mindezek alapján a tranziens nagyban emléztet a V838 Mon jel˝ugalaktikus változócsillagra, amely hasonló jelleg˝ukitörést mutatott a 2000-es évek elején (pl. Rushton et al., 2005; Loebman et al., 2015). Az ilyen fé- nyes vörös nóvák (LRN-ek) ﬁzikája mindmáig tisztázatlan, de a legvalószín˝ubb mechanizmusnak két csillag összeolvadása t˝unik. Az iPTF13afz 2015-ös kitörésérol˝ készült mérések analízise még folyamatban van, további eredmények késobb˝ várhatóak.

9.2. Pekuliáris szupernóvák

A pekuliáris Ia szupernóvák (4.2. fejezet) közül ebben az alfejezetben a SN 2011ay-nal kapcsolatos eredményeimet mutatom be (Szalai et al., 2015). E munka oroszlánrészét Szalai Tamás végezte, én a spektroszkópiai mérések készítésében és a spektrummodellezésben vettem részt. A SN 2011ay az Iax (korábban 2002cx-) altípushoz tartozik. Ennek a különleges (nem is biztos, hogy Ia-) alosztálynak jelenleg ismert jellemzoit˝ a 4.2. fejezetben foglaltam össze. A SN 2011ay az alosztály igen fontos objektuma, mivel nagyon korai fázisban, 2 héttel maximum

114

9.2. Pekuliáris szupernóvák

20 18 16 2011.03.31 14 12 10 8 6 4 Normalized flux 2 0 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000

30 O I O II 20 Na I Si II 10 Si III S II 0 Ca II Fe II −10 Fe III Normalized flux Co II −20

−30

−40 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 Rest wavelength (Å)

9.9. ábra. A SN 2011ay 2 nap fázisú spektrumának modellje. Felül a mért spektrumra (vastag fekete görbe) illesztett modell− (piros görbe) látható, alul az egyes ionok modellhez történo˝ hozzá- járulását ábrázoltam.

elott˝ fedezték fel. Az elso˝ spektrumot a McDonald Obszervatórium HET távcsövével 10 nappal maximum elott˝ készítettük, amit aztán nyolc másik követett (9.8. ábra). Az utolsó színkép 17 nappal a maximum után készült. Ezzel a SN 2011ay a spektroszkópiai észlelésekkel legjobban lefedett Iax szupernóvává vált. A spektrumok modellezését a SYNAPPS programmal végeztük, amely a SYN++ kóddal elo-˝ állított modellspektrumokat illeszti a megﬁgyelésekre, nemlineáris legkisebb négyzetes illesztést használva. Mivel az Iax altípus az általános vélekedés szerint a többi Ia SN-hoz képest alacsonyabb expanziós sebességet mutat, egy olyan modellsorozatot illesztettem a 9.8. ábrán mutatott

spektrumokra, amelyben a fotoszféra sebessége a maximum idején vph 6000 km/s körül van. ∼ Ezzel a mellékfeltétellel készült egyik illesztést mutatja a 9.9. ábra. A modellben használt ionok relatív hozzájárulása a spektrumhoz az ábra alsó részén található. Megállapítható, hogy a modell viszonylag jó illeszkedést produkál a 4200–8000 Å hullámhossztartományon. Ennél hosszabb hullámhosszakon a ﬂuxuskalibráció pontatlansága miatt a modell illeszkedése bizonytalanabb, de

115

9.2. Pekuliáris szupernóvák

elfogadható. Igaz, mindehhez meglehetosen˝ sok ion jelenlétének feltételezésére volt szükség. A fenti modell több asztroﬁzikai érdekességet is mutat. Egyrészt, szokatlan az egyszeresen ionizált vas (FeII) ilyen eros˝ jelenléte maximum elotti˝ fázisokban. Normál Ia SN-k maximum elott˝ többnyire kétszeresen ionizált vas (FeIII) vonalakat mutatnak, a FeII járuléka ekkor még általá- ban kicsi, és csak a maximum után erosödik.˝ A 2011ay (és más Iax SN-k, pl. 2002cx, 2005hk, 2008A) azonban már maximum elott˝ is eros˝ FeII jellemzoket˝ mutatott. Amint azt részletekbe me- noen˝ kimutattuk (Szalai et al., 2015), az eros˝ FeII már a maximum elotti˝ spektrumokban is átfed a 6355 Å SiII vonallal, ami azt eredményezi, hogy az eredo˝ vonalproﬁl minimuma a hosszabb hullámhosszak felé tolódik el. Ez erosen˝ befolyásolja a hagyományosan a SiII vonal minimumhe- lyébol˝ származó, "ránézésre történo"˝ sebességbecsléseket, ami valószín˝uleg jelentosen˝ hozzájárult annak a véleménynek a szakirodalomban történt elterjedéséhez, hogy az Iax SN-k mindegyike extrém alacsony tágulási sebességet mutat. Másrészt, érdekesnek számít az ionizált oxigén (OII) jelenléte is. Semleges oxigént (OI) szinte minden Ia és Iax SN mutat, de ionizált oxigént korábban csak Iax SN-k spektrumában detektáltak. Érdekes, hogy az SN 2011ay OII vonala csak akkor ad jó illeszkedést a mért spektrumra, ha ennek az ionnak a minimális sebességét 10 000 km/s-nak veszem, ami 4000 km/s-mal nagyobb, mint a fotoszféra feltételezett sebessége ebben a modellben. Az ilyen nagy sebesség˝uvonalak (HVF-ek, lásd 8.3. fejezet) gyakoriak normál Ia SN-k spektrumában, Iax SN-ekben azonban egyáltalán nem. A 9.10. ábra az egyes ionok minimumsebességének idofejl˝ odését˝ mutatja, amin látható, hogy az OII végig HVF marad, emellett kezdetben a MgII is HVF-ként jelenik meg. Az eros˝ FeII jelenléttel és a nagy sebesség˝uionok megjelenésével kapcsolatos kételyek további modellszámításokra ösztönöztek bennünket, amelyeket Szalai Tamás végzett el. Az o˝ modelljeiben a fotoszferikus sebesség is optimalizált paraméterként szerepelt, és ezzel egy nagyjából ugyanolyan jól illeszkedo,˝ kb. ugyanolyan ionokat tartalmazó alternatív modellt állított össze. Az egyetlen lényegi különbség az én modelljeimhez képest az volt, hogy ebben az alternatív modellben a foto-

szféra sebessége vph = 9800 km/s volt a 10 nap fázisú spektrumra, ami 8800 km/s-ra csökkent − ∼ 17 nappal a maximum után. Ennek a modellnek a fotoszferikus sebessége a 9.10. ábrán vastag fekete vonallal és szimbólumokkal van ábrázolva. Ebben a modellben minden ion fotoszferikus sebesség˝u, nem volt szükség HVF-ek jelenlétére. A két modell közti, 3000 km/s-nál is nagyobb sebességdifferencia nem írható kizárólag a mé- rési hibák, vagy a modell hiányosságainak számlájára. Minden valószín˝uség szerint a SN 2011ay spektruma túl komplex ahhoz, hogy egyértelm˝uspektrummodellt illesszünk rá. A nagyon eros˝ átfedések a vonalak azonosítását oly mértékben megnehezítik, hogy az inverz probléma indetermi- nisztikus lesz: ugyanazt a spektrumot sokféle vonalkombinációval, különbözo˝ paraméterekkel is le lehet írni. Ennek fényében részletesebben megvizsgáltam azt az irodalomban szintén elterjedt konklúziót, hogy az Iax SN-k spektrumában szén jelenléte detektálható (Foley et al., 2013). Ha ez igaz, ennek komoly asztroﬁzikai következménye lehet az Iax SN-k robbanási mechanizmusának feltárásában.

116

9.2. Pekuliáris szupernóvák

12 vph(Model A) 11 OI OII 10 NaI MgII 9 SiII SII (1,000 km/s) 8 CaII

min TiII 7 FeII FeIII CoII 6

Reference line v 4

3 -10 -5 0 5 10 15 20 25 Days since V-maximum

9.10. ábra. A SN 2011ay modellben szereplo˝ ionok minimális sebességének idofejl˝ odése.˝ Az ionok többsége fotoszferikus, de a maximum elott˝ az OII és MgII nagy sebesség˝uvonalként (HVF- ként) jelenik meg. Vastag fekete vonal mutatja az alternatív modell fotoszferikus sebességét (lásd a szövegben).

A helyzet tisztázására jó lehetoséget˝ biztosítottak a SN 2011ay spektrumai, mivel Foley et al. (2013) konkrétan ennél a szupernóvánál is ionizált szén jelenlétét vélte kimutatni. Ennek érdekében a 9.9. ábrán bemutatott modellhez sorrendben semleges, egyszeresen, illetve kétszeresen ionizált szenet adtam. A szénréteget fotoszferikus sebesség˝unek állítottam be, és az így szintetizált modellspektrumot összevetettem a megﬁgyelttel. A szénvonalak erosségét˝ eloször˝ mesterségesen nagynak választottam, annak érdekében, hogy egyértelm˝uen lokalizáljam azokat a spektrumvonalakat, amelyeket a szén leginkább befolyásol. Az eredmények a 9.11 ábrán láthatóak. Ezek szerint sem a semleges, sem az ionizált szén jelenléte nem mutatható ki, mivel ezek jelenléte a spektrumot oly módon változtatná meg, hogy az nehezen lenne összeegyeztetheto˝ a mérésekkel. A bal oldali ábrából kiviláglik, hogy a 7000 ∼ Å környékén lévo˝ vonal, amelyet Foley et al. (2013) CII-nek vélt, elvileg valóban származhatna ionizált széntol,˝ csakhogy ekkor 6500 Å körül meg kellene jelennie egy ennél sokkal erosebb,˝ ∼ szintén CII-tol˝ származó vonalnak. Ennek azonban semmi jele. Hasonlóan, a CI és a CIII jelenléte szintén olyan vonalak detektálását igényelné, melyek nem láthatóak a megﬁgyelt spektrumokban, habár ezen utóbbi vonalak 8000 Å-nél vörösebb hullámhosszakon jelentkeznek, ahol a mérések már jóval zajosabbak. A 6000 – 8000 Å közötti tartomány kinagyítva az ábra jobb oldalán talál- ható (itt csak a 9 napnál készült spektrumot tüntettem fel a jobb láthatóság érdekében). A vastag − folytonos görbe az eredeti, szenet nem tartalmazó modellt mutatja, amelyben a nagy sebesség˝uOII kielégíto˝ módon megmagyarázza a 7000 Å-nél megjeleno˝ vonalat. Szaggatott vonallal ábrázoltam

117

9.3. Szuperfényes szupernóvák

3 7 Observation SN 2011ay −9d Model + C I Model w OII −9d Model + C II Model w CII w/o OII 2.5 Model + C III 6.5 Model w/o C O II 2 6 λ λ F F 2 2 λ λ −2d 1.5 5.5 Scaled 1 Scaled 5 C II C II 0.5 C II C I 4.5 C II C III C I C III

0 4 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 6000 6500 7000 7500 8000 Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) (a) (b)

9.11. ábra. Bal oldal: Az SN 2011ay mért és modellezett spektrumainak összehasonlítása. A szenet nem tartalmazó modellt kék, a széntartalmú modelleket fekete vonalakkal ábrázoltam: hosszú szaggatott vonal – CI; folytonos vonal – CII; rövid szaggatott vonal – CIII. Az egyes spektrumok fázisait a spektrum fölötti számok mutatják. Jobb oldal: a 9 napnál készült spektrum és modelljei. Vastag folytonos vonallal ábrázoltam az eredeti, szén−nélküli modellt. A szaggatott vonallal ábrázolt modellben az ionizált oxigént ionizált szénnel helyettesítettem.

azt a modellt, amelyben az OII helyett CII jelenlétét tételeztem fel – ez utóbbi modellnél a bal oldali ábrától eltéroen˝ már optimalizáltam a CII optikai mélységét is, annak érdekében, hogy a mért spektrumvonalat minél jobban leírja. Jól látható, hogy habár a CII ion ugyanolyan jól ké- pes illeszteni a mért spektrumvonalat, mint az OII, a spektrum rövidebb hullámhosszú szakaszán, 6450 Å körül egy másik CII vonalnak is meg kellene jelennie. Ezt a Boltzmann-formulában ∼ szereplo˝ gerjesztési homérséklet˝ (Texc) realisztikus tartományban történo˝ megváltoztatásával sem lehet eltüntetni. Így arra a következtetésre jutottam, hogy sem a CII, sem más ionizáltságú szén jelenléte nem mutatható ki a SN 2011ay spektrumaiból, ellentétben Foley et al. (2013) állításaival. További részletek a SN 2011ay modellezésérol˝ és a lehetséges robbanási mechanizmusokról a már hivatkozott Szalai et al. (2015) publikációban találhatóak.

9.3. Szuperfényes szupernóvák

A 4.3. fejezetben bemutatott szuperfényes szupernóvák (SLSN-k) kutatásába 2008-ban kap- csolódtam be. Ekkor a Texasi Egyetem szupernóva-kutatócsoportjában dolgoztam, és a ROTSE program, valamint az SDSS-II Supernova Survey résztvevojeként˝ lehetoségem˝ nyílt egyedülálló adatokhoz hozzáférni, így több SLSN-val is részletesen foglalkozhattam. Az alábbiakban össze- foglalom az ennek során elért legfontosabb eredményeket – a részletek az idézett publikációkban lelhetok˝ fel. A 9.1. táblázatban szerepelnek az általam többé-kevésbé részletesen tanulmányozott

118

9.3. Szuperfényes szupernóvák

9.1. táblázat. A vizsgált szuperfényes szupernóvák alapadatai

SLSN Típus z Luminozitás Homérséklet˝ Referencia (1043 erg/s) (104 K) SN2006gy SLSN-II 0,019 21,4 1,2 Chatzopoulosetal.(2013) SN2006tf SLSN-II 0,074 5,2 0,8 Chatzopoulosetal.(2013) SN2008am SLSN-II 0,234 26,7 1,2 Chatzopoulosetal.(2013) SN2008es SLSN-II 0,202 31,0 1,4 Chatzopoulosetal.(2013) CSS100217 SLSN-II 0,147 42,0 1,6 Chatzopoulosetal.(2013) SN2005ap SLSN-I 0,283 37,0 2,0 Chatzopoulosetal.(2013) SCP06F6 SLSN-I 1,189 23,7 1,4 Chatzopoulosetal.(2013) SN2006oz SLSN-I 0,376 12,0 1,4 Leloudasetal.(2012) SN2007bi SLSN-I 0,129 11,1 1,2 Chatzopoulosetal.(2013) SN2010gx SLSN-I 0,230 9,7 1,5 Chatzopoulosetal.(2013) SN2010kd SLSN-I 0,101 8,2 1,4 Chatzopoulosetal.(2013)

SLSN-k (a luminozitás- és a homérsékletadatok˝ a maximális fényesség idejére vonatkoznak). A SLSN-k fényváltozásának fizikai oka mind a mai napig nem tisztázott. A lehetséges energia- forrás mechanizmusának kiderítésére munkatársaimmal a részben általunk kidolgozott fénygörbe- modelleket (Chatzopoulos, Wheeler & Vinkó, 2012) 10 különbözo˝ SLSN mért fényváltozására illesztettük (Chatzopoulos et al., 2013). Az illesztéseket a szokásos χ2-minimalizálással végeztük, ehhez fizikus kollégánk, Horváth Zoltán által fejlesztett Minim nev˝uszoftvert használtuk. A Minim kód különlegessége, hogy többféle nemlineáris optimalizációs algoritmust tartalmaz, melyek közül a felhasználó választhatja ki a problémához legmegfelelobbet.˝ Mivel a mi modelljeinkben a para- méterek száma 4-nél nagyobb volt, a lehetséges algoritmusok közül a kontrollált véletlenkeresést megvalósító Price-algoritmust választottuk. Ez az algoritmus viszonylag rövid futási ido˝ mellett nagy biztonsággal beazonosítja a kijelölt paramétertérben található abszolút minimumot, és meg- bízható becslést képes adni az illesztett paraméterek bizonytalanságára is. Az eredményeket az alábbiakban grafikusan szemléltetem, a numerikus adatok táblázatai az idézett cikkben találhatók. Elsoként˝ a radioaktív Ni-Co bomlást használó modellt (5.3. fejezet) vizsgáltuk meg. Eredmé- nyeink a 9.12 ábrán láthatóak: ezen a vizsgált SLSN-fénygörbék felfényesedési idejéhez tartozó buroktömeget (κ = 0,2 cm2/g és v = 10 000 km/s feltételezéssel, lásd 3.9. képlet) ábrázoltam a csúcsfényességéhez szükséges kezdeti 56Ni tömeg függvényében. A pontozott vonal az 1:1 tö- megarányt jelöli. Fizikailag értelmes modellben a Ni-tömeg nem haladhatja meg a ledobott burok teljes tömegét (hiszen utóbbi tartalmazza a Ni-tömeget is), ezért elfogadható, önkonzisztens modellek csakis a pontozott vonal fölötti tartományban lehetségesek. Látható, hogy a 10 vizsgált objektumból mindössze 4 teljesíti ezt a minimumfeltételt, ezek közül ketto˝ is csak marginálisan (a Ni-tömeg csaknem egyenlo˝ a teljes tömeggel). Ezekbol˝ egyértelm˝uen megerosítettük˝ azt a koráb- bi, egy-egy objektum vizsgálatára alapuló sejtést, hogy a radioaktív bomlás nem képes fizikailag koherens magyarázatot adni a SLSN-maradvány belso˝ f˝utési mechanizmusára.

119

9.3. Szuperfényes szupernóvák

SLSN-I SLSN-II 100 CSS100217

) 2010kd o 2006gy 2006tf

10 Ejecta mass (M 2007bi

1 1 10 100

Nickel mass (Mo)

9.12. ábra. A vizsgált SLSN-k buroktömege a csúcsfényességhez szükséges radioaktív 56Ni töme- gének függvényében (mindketto˝ naptömegben). Az 1:1 arányt a pontozott vonal jelöli, amely alatt ﬁzikailag értelmes megoldás nem lehetséges.

A feltételt nem teljesíto˝ SLSN-k között található a SN 2007bi modellje is, ami azért érdekes, mert erre az objektumra Gal-Yam et al. (2009) több mint 80 naptömegnyi ledobott tömeget ál- lapított meg. Ebbol˝ ok˝ arra következtettek, hogy a 2007bi egy párinstabilitás hatására összeomló csillag felrobanásából származott. Az ilyen robbanások modelljeiben akár 10 naptömegnyi 56Ni is keletkezhet, ami elvileg magyarázatot adhatna az ilyen SLSN-k f˝utési mechanizmusára. A mi ered- ményünk azonban nem támasztja alá Gal-Yam et al. (2009) konklúzióját, csakúgy, mint Moriya et al. (2010) tanulmánya. Másodikként a magnetárt tartalmazó modellt (5.3. fejezet) illesztettük a megfigyelt fénygör- békre. Eredményeink a 9.13. ábrán vannak feltüntetve. Ezzel a modellel nagyon jól illeszkedo˝ fénygörbéket kaptunk, amelyek paraméterei is a fizikailag elfogadható tartományba esnek: a neutroncsillag mágneses terére 0,1–10 1014 G, a kezdeti forgási periódusra 1–10 ms közti értékek · adódtak. A fénygörbe idoállandójából˝ számolt buroktömegek 1 és 100 M közé estek, ami szintén ⊙ realisztikus becslésnek t˝unik. A 9.13. ábra jobb oldali grafikonján feltüntettem a forgó neutron- 53 csillag elméletileg lehetséges maximális forgási energiájához (Emax 10 erg, Metzger et al., ∼ 2015) tartozó minimális periódust is. Látható, hogy az illesztésekbol˝ adódó paraméterek ezzel az elméleti fizikai korláttal is konzisztensek. A magnetármodell újabban egyre népszer˝ubb a SLSN- k fényváltozásának magyarázatára, ez azonban inkább csak a modell egyszer˝uségének, mintsem megalapozottságának köszönheto.˝ A legnagyobb probléma, azon túl, hogy semmit nem mond a magnetár kialakulásának körülményeirol,˝ éppen az, hogy túlságosan jól illesztheto˝ bármilyen alakú és luminozitású fénygörbére. Az illesztési paraméterek mindig kb. a 9.13. ábrán látható tartomá-

120

9.3. Szuperfényes szupernóvák

10 SLSN-I SLSN-I 100 SLSN-II SLSN-II ) o

1 Ejecta mass (M Initial rotational period (ms)

1 53 Emax = 10 erg 0.1 1 10 0.1 1 10 Magnetic field (1014 G) Magnetic field (1014 G)

9.13. ábra. A magnetármodellben adódó paraméterek egymástól való függése: a ledobott burok tömege (bal oldal), illetve neutroncsillag kezdeti rotációs periódusa (jobb oldal) a mágneses tér indukciójának függvényében. Itt a szaggatott vonal az elméletileg lehetséges maximális rotációs 53 energiához (Emax 10 erg) tartozó minimális periódust jelöli. ∼

nyokba esnek, így igazából semmit olyat nem tudunk meg a magnetármodellbol,˝ ami bármiféle pro vagy kontra érvet/korlátot szolgáltatna a modell érvényességérol.˝ Így az "Occam-féle borotvaelv" értelmében a magnetármodell a kevésbé preferált modellek közé sorolandó. Harmadikként a leginkább összetett modellt, a CSM-kölcsönhatást feltételezo˝ modellt vizs- gáltuk meg (3.1.6. fejezet). Ebben a luminozitás egy (jelentos)˝ része az optikailag vastag CSM- felhoben˝ termalizálódó lökéshullám energiájából származik, egy másik (kisebb) hányada pedig a SN-ban keletkezo˝ 56Ni radioaktív bomlásából. Az 5.3. fejezetben közölt luminozitásképletet a megfigyelésekre illesztve megállapítottuk, hogy a konstans s˝ur˝uség˝u(azaz a s˝ur˝uségprofilban s = 0 kitevoj˝u)˝ CSM-felhovel˝ számolt fénygörbe jobban leírja a méréseket, mint a ρ r 2 s˝ur˝uségpro- ∼ − filú (s = 2 kitevoj˝u)˝ felhob˝ ol˝ számolt görbe. A kapott eredményeket a 9.14. ábrán tüntettem fel, ahol látható, hogy ebben a modellben a tömegek mind fizikailag konzisztensek: mind a ledobott burok, mind a CSM-felho˝ tömege 1 és 100 M közöttinek adódott, valamint az összes optimális ⊙ illesztés˝umodell teljesíti a Mburok > MNi feltételt. Ellentétben a magnetárral, a CSM-kölcsönhatás minden kétséget kizáróan jelen van a SLSN- II típusú objektumok fényváltozásában, ugyanis ezek spektruma a IIn típusú SN-kra emlékeztet, eros,˝ keskeny H-emissziós vonalakkal. Hasonló jelek azonban a SLSN-I típusú szupernóvákban nem figyelhetok˝ meg, ami arra utal, hogy ezek fényváltozását nem biztos, hogy CSM-kölcsönhatás okozza. Ennek ellenére a vizsgálatainkból megállapítottuk, hogy a SLSN-I objektumok fényválto- zása származhat akár ilyen kölcsönhatási folyamatokból is, hasonlóan a SLSN-II objektumoknál

121

9.3. Szuperfényes szupernóvák

SLSN-I SLSN-I SLSN-II SLSN-II

100 100 ) ) o o

10 10 Ejecta mass (M Ejecta mass (M

1 1 1 10 100 0.01 0.1 1 10

CSM mass (Mo) Nickel mass (Mo)

9.14. ábra. A CSM-kölcsönhatás modellben kapott paraméterek: a bal oldalon a ledobott burok tö- mege a CSM-felho˝ tömegének függvényében, a jobb oldalon ugyanez, de a modellben feltételezett radioaktív nikkel tömegének függvényében.

megﬁgyelt esetekhez. Megjegyzendo,˝ hogy a IIn színkép hiánya nem feltétlenül utal a CSM- kölcsönhatás hiányára. Pl. az Ibn-típusú SN-kban keskeny He-emissziós vonalak jelennek meg, amelyek a hidrogénszegény, He-gazdag CSM-felhoben˝ jönnek létre. A lehetoségeket˝ továbbgon- dolva, egy szén/oxigén tartalmú CSM-felhovel˝ történo˝ kölcsönhatásban sem H-, sem He-vonalak nem jelennének meg, a szén és az oxigén rekombinációja pedig nem kelt olyan eroteljes˝ emissziós vonalakat, mint a H, vagy a He. A C/O-gazdag CSM-felho˝ kialakulása persze ugyanúgy magyará- zatra szorul, és az ismert csillagfejlodési,˝ tömegvesztési folyamatokkal nehezen összeegyeztetheto,˝ de ennek vizsgálata nemcsak a SLSN-modellekkel foglalkozó cikkünk, hanem még a jelen dolgozat keretein is messze túlmutatna. A Chatzopoulos et al. (2013) cikkben közölt konklúziónk szerint a CSM-kölcsönhatás a leg- valószín˝ubb jelölt a SLSN-k fényváltozásának egységes magyarázatára. Ezt azonban a fentiek fényében fenntartásokkal kell kezelni. Az egyre újabb különlegességeket mutató SLSN-k listája évente bovül,˝ így a közeljövoben˝ jóval megalapozottabb megállapításokat tehetünk majd. Egy másik részletes tanulmányban (Leloudas et al., 2012) egy olyan SLSN-t vizsgáltunk meg, melyet a SDSS-II SN programban fedeztek fel, de az automata klassziﬁkáló algoritmus nem tudta egyértelm˝uen besorolni egyik osztályba sem. Társszerzommel,˝ Giorgos Leloudasszal egymástól függetlenül SLSN-nek azonosítottuk, majd ezt részletes vizsgálatainkkal meg is erosítettük.˝ Az objektum különlegessége az volt, hogy a fénygörbén csak a felszálló szakaszt sikerült kimérni, azt viszont a szokásosnál lényegesen jobb mintavételezéssel. Ebbol˝ megállapítható volt egy kezdeti, kb. 10 napig tartó "plató", amely után a fénygörbe eroteljes˝ fényesedést mutatott. A kezdeti plató

122

9.3. Szuperfényes szupernóvák

10 SCP06F6 z=1.189 SN2006oz z=0.376 SYNOW w CII 10 SYNOW w/o CII

1 Scaled flux Normalized flux CII OII MgII SiIII SIII FeIII 1 0.1 2000 3000 4000 5000 6000 2000 3000 4000 5000 6000 Rest frame wavelength (Å) Rest frame wavelength (Å) (a) (b)

9.15. ábra. A SN 2006oz spektrummodellje. A mért spektrum (zöld görbe) és a SYNOW modellek (piros, ill. fekete görbe) a bal oldali ábrán láthatók, amely tartalmazza az SCP06F6 mért spektru- mát is (kék görbe). A jobb oldali ábra a modellben szereplo˝ ionok egyedi spektrumait mutatja.

lehetett a SN lökésfront és a CSM-felho˝ között kialakuló kölcsönhatásra utaló jel, vagy a II-P SN- knál tapasztalható rekombináció a CSM-felhoben,˝ de ennek megerosítésére,˝ vagy cáfolására nem állt rendelkezésünkre elegendo˝ megfigyelési adat. A saját munkám ennél az objektumnál az egyetlen mért spektrum modellezésére irányult. A 9.15. ábrán mutatombe a SYNOW programmal készített modellszámításomat: a bal oldali grafikonon a modell és a mért spektrum összehasonlítása látható, a jobb oldali ábra a modellben szereplo˝ egyes ionok spektrumait mutatja külön-külön. A SN 2006oz mért spektruma mellett feltüntettem a SCP06F6 jel˝uSLSN spektrumát (Barbary et al., 2009) is, mindkettot˝ saját vöröseltolódására korrigálva. Látható, hogy a modellspektrum (piros görbe) konzisztens a megfigyelésekkel. A 4000–4500 Å tartományon található "W" alakzatot az ionizált oxigén (O II) jelenléte magyarázza, amelyet elsoként˝ Quimby et al. (2011) azonosított más SLSN-I objektumok korai színképében. Az O II mellett a modellben használtam még MgII, SiIII, SIII és FeIII ionokat is. Ezek azonban a vizsgált hullámhossztartományon belül foleg˝ az ultraibolyában okoznak erosebb˝ vonalakat, amely viszont kívül esik az SN 2006oz mért spektrumán. A SCP6F6 színképében viszont ezek is megjelennek, így azt feltételezve, hogy a két SN hasonló spektrumú, a kémiai összetételük is hasonló lehet. Ezt azonban további adatok híján nehéz megerosíteni,˝ igaz, cáfolni is. Annyit mindenesetre sikerült kimutatnom, hogy más SLSN-kkel ellentétben az ionizált szén (CII) jelenléte a 2006oz mért spektrumában nem tapasztalható. Ez fontos empirikus korlátot jelenthet az ilyen SLSN-k elméleti robbanási modelljei számára. Egy SLSN-II típusú objektumról, a SN 2008am-rol˝ szintén részletes fotometriai és spektrosz- kópiai megfigyelési anyag állt rendelkezésünkre, ezért ezt a SLSN-t is górcso˝ alá vettük (Chatzo- poulos et al., 2011). A társszerzoink˝ közrem˝uködésével a HET és a Keck teleszkópokkal készített

123

9.3. Szuperfényes szupernóvák

1000 100 16 HET +12d Keck +352d Keck +22d Keck +588d 6 Hβ Hα HET +27d ) ) 14 Keck +33d −1 −1 Å Å −2 −2

−2 5 12

10 cm cm cm −1 −1 −1 10 4 erg s erg s erg s 8 −17 −17 −14 3 (10 100 1 6 λ F λ HET +12d 2 Keck +22d 4

Scaled flux (10 HET +27d Scaled flux (10 HET +33d 2 Keck +352d 0.1 1 4000 5000 6000 7000 3000 4000 5000 6000 7000 4800 4850 4900 4950 6450 6550 6650 Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) (a) (b)

9.16. ábra. Bal oldal: a SN 2008am spektrális fejlodése.˝ Jobb oldal: a Balmer-sorozat vonalproﬁl- jainak változása idoben.˝

színképeket a 9.16. ábrán mutatom be. A bal szélso˝ ábra a fotoszferikus fázis során készített spektrumokat mutatja. Jellegzetes a kék kontinuumra rakódó keskeny H- és He-emissziós vonalak, melyek alapján a spektrális osztály egyértelm˝uen SLSN-II. Érdekes, hogy a spektrum jellege lényegében nem változott egy éven keresztül, amint azt a balról a második ábrán a 352 nappal a robbanás után készített Keck-spektrum illusztrálja. 588 nappal a robbanás után viszont már a tranziens nem látható, a mért spektrum foleg˝ a szülo˝ galaxis színképébol˝ áll. Ez a lassú, szinte állandó homérsékletet˝ mutató spektrális fejlodés˝ általában jellemzo˝ az eros˝ CSM-kölcsönhatást mutató IIn típusú SN-kra, és a SN 2008am is teljesen beleillik ebbe a képbe. Ami a IIn-ekhez képest szokatlan, az az extrém nagy, 22 magnitúdót meghaladó csúcsfényesség. Ennek hagyományos Ni-Co − radioaktív bomlással történo˝ eloállításához˝ 19 M 56Ni-re lenne szükség, ami sokkal több, mint ⊙ amennyit az objektum fénygörbéjének idofejl˝ odése˝ alapján a ledobott tömegre kaphatunk. A 9.16. ábra jobb oldali két grafikonján a H Balmer-sorozatának két legerosebb˝ vonalának, a Hα ésaHβ profiljának idofejl˝ odése˝ látható. Érdekes, hogy az észlelt spektrumok sem a maximum idején, sem a sokkal késobbi˝ fázisban nem mutatnak P Cygni-típusú vonalprofilokat. Ebbol˝ arra következtettünk, hogy a robbanó objektumot körülvevo˝ CSM-felho˝ végig optikailag vastag maradt, a táguló maradvány a fotoszferikus fázisban nem bukkant elo˝ a CSM-felhob˝ ol.˝ Habár az emissziós vonalak kezdetben szélesebbek ( 1000 km/s a Hα-ra, 1700 km/s a Hβ-ra), majd idovel˝ kes- ∼ ∼ kenyebbé válnak, ezen vonalszélességeknek a SN-knál megszokottól eltéroen˝ nincs köze a burok tágulási sebességéhez. Itt ugyanis a burkot egyáltalán nem látjuk, helyette az optikailag vastag CSM-felhoben˝ zajló sugárzási transzport során történo˝ kiszélesedés hatását észlelhetjük. Többféle mechanizmust is megvizsgálva végül a szabad elektronokon történo˝ többszörös Thompson-szórást találtuk a legvalószín˝ubb vonalformáló folyamatnak. Ekkor az optikailag vastag közegben terjedo˝ fotonok viszonylag gyakran Thompson-szórást szenvednek a s˝ur˝un elhelyezkedo˝ szabad elektro-

124

9.3. Szuperfényes szupernóvák

1 1

0.1 0.1 4700 4800 4900 5000 5100 5200 6400 6500 6600 6700 6800

host 1 SB1 template

0.1

3000 3500 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 Rest−frame wavelength (Å)

9.17. ábra. Alul: a SN 2008am szülo˝ galaxisának mért spektruma (fekete görbe) és az erre illeszkedo˝ SB1 típusú galaxis mintaspektruma (Kinney et al., 1996). A bal felso˝ panel az [OIII] tiltott átmenetek tartományát, a jobb felso˝ pedig a Hα/[NII] tartományt mutatja kinagyítva.

nokon, így az elektronok sebességeloszlása Doppler-eltolódásként rárakódik a fotonokra, vonal- kiszélesedést létrehozva. A szórás nélküli (keskeny vonalprofilú) fotonok fluxusának és a teljes τ vonalfluxusnak arányára U = (1 e T )/τT adódik, ahol τT a Thompson-szórásra vonatkozó op- − − tikai mélység (pl. Smith et al., 2010). A mérésekbol˝ végül τT > 2 alsó korlát adódott, ami teljesen összhangban van az optikailag CSM-felhore˝ vonatkozó alapfeltevéssel (további részletekért lásd Chatzopoulos et al., 2011). Szintén érdekes eredményre vezetett a SN 2008am gazdagalaxisának analízise. A 9.17. ábrán az errol˝ készült Keck-spektrumot ábrázoltam az arra legjobban illeszkedo˝ galaxis mintaspektrum- mal (Kinney et al., 1996). Az illesztett spektrum egy gáz-dominálta csillagontó (starburst) gala- xisra utal, amelyben a por komponens csak kismérték˝uvörösödést okoz a látható tartományban. Az, hogy a gazdagalaxisban kiterjedt, aktív csillagképzodés˝ történik, összhangban van azzal a fel- tevéssel, hogy a SN 2008am (és a SLSN-k általában) igen nagy tömeg˝ucsillagok felrobbanásával jönnek létre. A gazdagalaxis emissziós vonalainak arányából, Pettini & Pagel (2004) formuláinak felhaszná- lásával, becslést tettem a galaxis fémtartalmára. Ennek eredményeként a galaxis oxigéngyakorisá- gára 12 + log(O/H) = 8,38 0,15 adódott, ami szignfikánsan a szoláris oxigéngyakoriság ± (8,7 0,1) alatt van. Ha feltesszük, hogy a többi nehezebb elemnek az oxigénhez való relatív ± gyakorisága hasonló, mint a Napban, akkor a galaxis teljes relatív fémtartalmára Z/Z 0,4 ⊙ ≈ adódik. Eszerint a SN 2008am szülo˝ galaxisának átlagos fémtartalma kb. a fele a Tejútrendszer I. populációs csillagainak átlagos fémtartalmának. Ez az eredmény érdekes, de nem meglepo,˝ ugyan-

125

9.4. "Dougie"

is több SLSN gazdagalaxisának hasonló vizsgálatából (pl. Neill et al., 2011; Lunnan et al., 2014; Leloudas et al., 2015) az az általános összkép rajzolódik ki, hogy a SLSN-k alacsony fémtartalmú, kis fényesség˝u, eros˝ csillagkeltést mutató galaxisokban keletkeznek. Társszerzoink˝ (Leloudas et al., 2015) azt is kimutatták, hogy a SLSN-I és SLSN-II típusú objektumok gazdagalaxisai határozottan elkülönülnek: elobbiek˝ tendenciózusan olyan galaxisokban bukkannak fel, melyek emissziós vonalai extrém erosek,˝ míg az utóbbiak galaxisai kevésbé fémszegények, bennük a csillagkeletkezési aktivitás relatíve alacsonyabb. Elképzelheto,˝ hogy a galaxisok ezen tulajdonságai tükrözodnek˝ a bennük felbukkanó SLSN-k robbanó csillagainak tu- lajdonságaiban is. Eszerint a SLSN-I és II típusok statisztikailag különbözo˝ szüloobjektumok˝ fel- robbanásával keletkeznek. A nagy távolságok és a galaxisok halványsága miatt azonban a megﬁ- gyelt mintában egyelore˝ csak kb. kéttucatnyi objektum van, de a minta bovítésével˝ a közeljövoben˝ számos további érdekességre, új szempontra derülhet fény.

9.4. "Dougie"

Egy tranziens objektumokkal foglalkozó kutató néha olyan esetekre bukkan, amelyek túlmu- tatnak az általa vizsgált jelenségek körén, és új távlatokat nyitnak számára. Ebben a fejezetben egy ilyen, sokáig rejtélyes objektummal kapcsolatos eredményeimrol˝ számolok be (Vinkó et al., 2015). A ROTSE szupernóva-kereso˝ program rutinszer˝um˝uködése során Fang Yuan, a University of Michigan akkori PhD-hallgatója a 2009. január 21-én készült CCD-mérések között felﬁgyelt egy új, csillagszer˝u, egyértelm˝uen tranziens objektumra. Az új objektum kb. 1,4 ívmásodpercre esett az SDSS J120847.77+430120.1 jel˝uhalvány galaxistól, de annak fényességét sokszorosan felülmúlta. Miután az ellenorz˝ o˝ felvételeken is megtalálta az új objektumot, így megbizonyosodott róla, hogy valóban új tranziensrol˝ van szó, a program belso˝ protokollja szerint2 "Dougie"-nak nevezte el. A hivatalos neve ugyan ROTSE3J120847.9+430121 lett volna, de ez annyira kényelmetlennek bizonyult, hogy mindenki csak "Dougie"-ként kezdte emlegetni (késobb˝ az Astrophysical Journal- ban megjelent cikkben is így neveztük). A továbbiakban én is ezen a néven fogok rá hivatkozni. "Dougie" hivatalos bejelentéséhez szükség volt egy spektrum készítésére, ami a kutatócsopor- ton belül akkoriban az én feladatom volt. Az elso˝ spektrumot a texasi HET-tel 2009. január 24-én készítettük, amit további 11 színkép követett különbözo˝ m˝uszerekkel. Már az elso˝ felvétel érde- kesnek bizonyult: az új objektum egy kék szín˝u, tiszta kontinuumot mutatott, mindenféle spektrumvonal nélkül. Ez alapján akár egy szokványos, korai fázisú II-P típusú SN is lehetett volna, de a késobbi˝ mérések erre egyértelm˝uen rácáfoltak. "Dougie" egy folyamatosan csökkenoh˝ omér-˝ séklet˝ukontinuumsugárzó maradt a detektálhatósága során, és az optikai tartományban semmilyen spektrumvonalat nem sikerült azonosítani benne. A ROTSE-IIIb teleszkóp sz˝uro˝ nélküli sorozatfelvételei alapján egy kvázi-bolometrikus fény-

2A ROTSE programban akkoriban a South Park rajzﬁlmsorozat karakterei után neveztük el a felfedezett tranzienseket.

126

9.4. "Dougie"

(a) (b)

9.18. ábra. "Dougie" a Swift ˝urtávcso˝ felvételein. Balra a UVOT kamera U-sz˝uros˝ felvételeit áb- rázoltam (a képmezo˝ mérete 5 4 ívperc), míg a jobb oldalon az XRT röntgentávcsovel˝ készült összesített expozíció látható. Mérhet× o˝ röntgensugárzást nem sikerült detektálnunk, ebbol˝ a rönt- 42 genluminozitás felso˝ korlátjára LX < 6,6 10 erg/s adódott. ·

100 Jan 24 Jan 25 Jan 29 16 Jan 30 17 10 Feb 03 Feb 07 /Å) 18 2 Feb 15 19

erg/s/cm Feb 20

−17 1 20 Feb 26

21 Mar 01

22 Mar 02 Scaled flux (10

Observed magnitude ROTSE v 0.1 23 b u+2 host galaxy 24 w1+2 m2+2 w2+2 25 0.01 -10 0 10 20 30 40 50 60 70 80 3000 4000 5000 6000 7000 MJD - 54847.3 Rest wavelength (Å) (a) (b)

9.19. ábra. Bal oldal: "Dougie" fényváltozása a ROTSE és a Swift mérései alapján. Jobb oldal: a spektrumok idobeli˝ fejlodése˝ (Vinkó et al., 2015). A legalsó spektrum a gazdagalaxisról készült 10 hónappal a tranziens felfedezése után.

127

9.4. "Dougie"

2.5 z = 0.191

2 2 /Å) 2 1.5

1.5 1 0.5 erg/s/cm

−17 1 0

(10 −0.5 Dec. (arcsec) λ ∆ F 0.5 Keck Nov 11, 2009 −1 Field stars Jan 31 Dougie Jan 31 Sb galaxy template −1.5 SDSS ugriz fluxes Field stars Feb 03 Dougie Feb 03 0 −2 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 3 2 1 0 −1 −2 −3 Observed wavelength (Å) ∆ R.A. (arcsec) (a) (b)

9.20. ábra. Bal oldal: "Dougie" gazdagalaxisának mért adatai a rájuk legjobban illeszkedo˝ minta- spektrummal (zöld görbe). Jobb oldal: a tranziens és a gazdagalaxis fotocentrumának koordináta- különbségei a Swift és az SDSS felvételek összehasonlításából. A tranziens a hibahatárral össze- mérheto˝ eltolódást mutat a galaxis centrumához képest.

görbét sikerült összeállítanunk "Dougie"-ról, amelyet a Swift ˝urtávcsovel˝ készített ultraibolya és optikai mérésekkel kombináltunk. Az egyedi fénygörbék a 9.19 ábra bal oldalán láthatók, míg a spektrumok az ábra jobb oldalán vannak feltüntetve (az adatsorok részleteirol˝ lásd Vinkó et al., 2015). A gazdagalaxisrol˝ csoportunk másik tagja, Robert Quimby a 10 m-es Keck teleszkóppal ké- szített színképet 2009. november 11-én. A Kinney et al. (1996) cikkben szereplo˝ galaxisspekt- rumokkal történo˝ összehasonlítás után (9.20. ábra bal oldali graﬁkonja) megállapítottam, hogy ez egy passzív (tehát csillagfejlodési˝ aktivitást nem mutató), Sb-típusú galaxis. Ez összhangban van az SDSS automata klassziﬁkációjával, ami szintén galaxisnak osztályozta az objektumot. A minta- spektrumokkal való keresztkorreláció alapján a legvalószín˝ubb vöröseltolódás z = 0,191 0,022, ± ami szintén jó egyezésben van az SDSS DR10 táblázatában szereplo˝ fotometriai vöröseltolódással

(foto-z = 0,207 0,017). A vöröseltolódásnak megfelelo˝ luminozitás-távolság eszerint DL = 897 ± Mpc (Λ-CDM kozmológiát és H0 = 73 km/s/Mpc Hubble-állandót feltételezve). A 9.20. ábra jobb oldala a tranziens és a gazdagalaxis centruma közti pozíciókülönbséget áb- rázolja. Ezt úgy határoztam meg, hogy összevetettem a galaxis fotometriai centrumának (a fényes- ségproﬁl középpontjának) koordinátáit a tranziens mért koordinátáival. Elobbit˝ az SDSS adatbá- zisban szereplo˝ r-sz˝uros˝ kombinált felvételen mértem meg, majd ezt követoen˝ a Swift-felvételeken referenciacsillagokat azonosítottam, amelyek koordinátáit hozzáillesztettem az SDSS-felvételen is látszó ugyanazon objektumok koordinátáihoz. Ezzel kiküszöböltem az SDSS és a Swift pozí- ciómérései közti relatív eltolódást. Az ily módon kalibrált Swift-felvételeken a tranziens pozíci- óját megmérve a 9.20. ábra jobb oldalán látható, fekete szimbólumokkal ábrázolt eltolódásokat kaptam (az üres szimbólumok a referenciaobjektumok pozícióinak mért különbségeit mutatják a

128

9.4. "Dougie"

koordinátakorrekció után – ezek szórása az egész pozíciómérési eljárás összesített hibáját jellemzi). Eredményem szerint "Dougie" pozíciója a hibahatárhoz közeli, de mérheto˝ eltérést mutatott a galaxis fotometriai centrumához képest. A fenti 900 Mpc fotometriai távolság értelmében "Dougie" maximális abszolút fényessége ∼ 22,3 magnitúdó volt, ami messze felülmúlja a SLSN-k 21 magnitúdós küszöbfényességét. Ez − − alapján eleinte eros˝ volt a gyanú, hogy "Dougie" egy különleges SLSN lehet. Ezt a hipotézist azonban sem a fotometriai, sem a spektroszkópiai méréseink nem támasztották alá. A 9.21. ábrán a felso˝ sorban láthatók "Dougie" spektrumai más SLSN-k színképeivel összevetve. A különbözoség˝ szembeötlo:˝ "Dougie" egyik SLSN típusra sem emlékeztet, holott azok egymáshoz igen hasonló spektrumokat mutatnak. A fénygörbékkel (alsó két ábra) hasonló a helyzet: "Dougie" fényválto- zása sokkal rövidebb idoskálájú,˝ mint a legtöbb ismert SLSN, maximális fényessége ugyanakkor nagyobb. Mindebbol˝ azt a következtetést vontuk le, hogy "Dougie" valószín˝uleg nem SLSN volt. Ennek ellenére megvizsgáltam, hogy vajon a 9.3. fejezetben már tárgyalt SLSN-modellek miként illeszthetok˝ "Dougie" fénygörbéjére. A 9.21. ábra jobb alsó graﬁkonja mutatja az illesztés eredményeit. Habár a görbék és a mérési pontok illeszkedése elfogadható, a modellek egyike sem tekintheto˝ konzisztensnek. A Ni-Co radioaktív bomlási modellben ugyanaz a probléma merül fel, mint más SLSN-knál: a fénygörbe gyors idofejl˝ odése˝ kb. 1 M ledobott anyagot igényel, míg ∼ ⊙ a maximális fényességhez 15 M kezdeti 56Ni-tömeg kellene, ami nyilvánvaló ellentmondás. A ∼ ⊙ magnetármodellben a tömeg szintén 1 M körüli, a kezdeti sugár viszont rendkívül nagynak, 1014 ⊙ cm-nek adódott, ami nehezen feleltetheto˝ meg egy kollapszár SN konﬁgurációjának. A CSM- kölcsönhatás modell valamivel realisztikusabb paramétereket (E 0,8 1051 erg robbanási energia ∼ · egy MCSM 2,6 M tömeg˝uCSM-felhobe˝ juttatva) eredményezett (az ábrán is látható, hogy a ∼ ⊙ fénygörbe hasonló alakú, mint a IIn típusú PTF09uj fényváltozása volt), itt azonban a legfobb˝ kifogás a CSM-kölcsönhatás során általában megjeleno˝ keskeny emissziós vonalak teljes hiánya "Dougie" színképeiben. A SLSN-modellek illesztési eredményei tehát megerosítették˝ azt a gyanút, hogy "Dougie" nem szupernóva, hanem egy sokkal egyedibb, különlegesebb objektum volt. "Dougie" mivoltának kiderítéséhez sokféle tranziens objektum modelljét megvizsgáltam. Ezek sorrendben az alábbiak voltak: két neutroncsillag összeolvadása (merger-nova), • gamma-kitörés utófénylése (orphan afterglow), • árapály-katasztrófa (tidal disruption event, TDE) egy szupernagy tömeg˝ufekete lyukhoz • közel. A neutroncsillagok összeolvadásának modelljét gyorsan elvetettem, mert Metzger & Piro (2014) számításai szerint ezek a tranziensek minden esetben igen gyors (10–20 óra) felfényesedést mutatnak, szemben "Dougie" kb. 10 napos felfényesedési idejével. Az egy nagyságrenddel hosszabb diffúziós idoskála˝ nem egyeztetheto˝ össze a két neutroncsillag összeolvadásakor várható körülmé- nyekkel, ezért ezt a modellt részletesebben nem is vizsgáltam tovább.

129

9.4. "Dougie"

Hβ Hα

10 1

λ−3 λ Scaled F

Scaled flux (a.u.) 0.1

SN 2010kd +41(−22) 1 PTF12dam +59(−12) SN 2008am 2008−01−30 Dougie +37(+30) Dougie 2009−01−25 SN 2010kd +92(+29) SN 2008es 2008−05−08 PTF12dam +96(+25) 3000 3500 4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 7500 4000 5000 6000 7000 8000 Rest wavelength (Å) Rest wavelength (Å) (a) (b)

7 Ni-Co model Magnetar model ) 6 CSM model 100 -1 5 erg s

44 4 erg/s) 10 42 3 (10

bol SN 2005ap L SN 2007bi 2 1 SN 2010gx SN 2006gy SN 2008es Luminosity (10 1 PTF09uj Dougie 0.1 0 1 10 100 -5 0 5 10 15 20 25 30 35 40 Rest-frame days since first light Rest-frame days since MJD 54847 (c) (d)

9.21. ábra. Bal felso:˝ "Dougie" spektrumának (fekete görbe) összehasonlítása korai fázisú SLSN-II objektumokkal. A kék kontinuum hasonló, de a SLSN-II jellegzetes Balmer-emissziós vonalai hiá- nyoznak. Jobb felso:˝ "Dougie" spektruma (fekete görbe) 30 nappal a maximum utáni fázisban, más SLSN-I típusú objektumok színképeivel összevetve. Az egyes objektumok robbanás utáni fázisai (zárójelben a maximum utáni fázisai) napokban a bekeretezett feliraton vannak feltüntetve. "Dou- gie" egyetlen olyan spektrumvonalat sem mutatott, amely más SLSN-I objektumokban elofordul.˝ Bal alsó: "Dougie" fényváltozása (fekete pontok) más SLSN-k fénygörbéjéhez képest fényesebb, és gyorsabb fejlodés˝uvolt.˝ Jobb alsó: a 9.3. fejezetben diszkutált SLSN-modellek illeszkedése "Dougie" fénygörbéjére. Az illeszkedés elfogadható, de egyik modell sem önkonzisztens (lásd a szövegben).

130

9.4. "Dougie"

100 10 ROTSE obs Dougie +10d θ = 1.6 θ 1 Dougie +29d obsθ θj obs < j Model +10d 10 0.1 Model +30d 0.01 1 0.001

Flux (mJy) 0.0001

Observed flux (mJy) 0.1 1e-05 1e-06 0.01 1e-07 1 10 100 1e+14 1e+15 1e+16 1e+17 1e+18 1e+19 Rest frame days since MJD 54845.8 Rest-frame frequency (Hz) (a) (b)

9.22. ábra. Bal oldal: "Dougie" mért fénygörbéje a rá illesztett GRB-utófénylés modellel. A szaggatott görbe azt az utófénylést mutatja, amit egy olyan megﬁgyelo˝ látna, aki a részecskenyaláb (jet) nyílásszögén belül helyezkedik el, a folytonos görbe pedig azt, amikor az észlelo˝ a jet nyílásszö- gének kb. másfélszeresének megfelelo˝ irányból méri a fényváltozást. A felhasznált modellek van Eerten et al. (2012) szimulációi voltak.

A gamma-kitörés (gamma-ray burst, GRB) optikai utófénylése akkor jön létre, amikor a centrá- lis objektumból kidobódó relativisztikus részecskenyaláb (jet) beleütközik a csillagkörüli anyagba, lelassul, és energiája termalizálódik. Az a megﬁgyelo,˝ aki a nyaláb kúpszögénél kisebb szögbol˝ látja a jelenséget, a 9.22. ábra bal oldalán feltüntetett szaggatott görbének megfelelo˝ fénygörbét észlelheti (ez az ún. azonnali, "prompt" emisszió). Viszont az a megﬁgyelo,˝ aki a nyaláb kúpszögé-

nél (az ábrafeliraton θ j) nagyobb szögbol˝ észlel, a relativisztikus nyalábolás (relativistic beaming) miatt a prompt emissziót nem látja, csak késobb˝ tapasztal egy lassan erosöd˝ o˝ utófénylést, amikor az o˝ iránya belekerül az egyre lassuló nyaláb egyre táguló emissziós kúpszögébe. van Eerten et al. (2012) GRB-szimulációit felhasználva azt kaptam, hogy "Dougie" megfigyelt fényváltozását akkor lehet GRB-utófényléssel megmagyarázni, ha a megfigyelo˝ iránya és a nyaláb közti szög legalább a nyaláb kúpszögének másfélszere volt. Ez konzisztens azzal a megfigyelési korláttal, hogy "Dougie" sem mérheto˝ gammasugárzást, sem eros˝ röntgenemissziót nem mutatott. Ennél- fogva, ha "Dougie" egy GRB volt, akkor csakis a fentinek megfelelo˝ oldalirányú (off-axis) kitörést mutathatott. Sajnos azonban a viszonylag jól illeszkedo˝ fénygörbe itt sem elegendo˝ a végso˝ konklúzióhoz, ugyanis a modellnek a spektrumokat is meg kell magyaráznia. Ebben viszont a 9.22. ábra jobb oldali grafikonjának tanúsága szerint a GRB-utófénylés sem aratott sikert. A GRB-utófény jósolt spektruma (folytonos és szaggatott vonal) a szinkrotronsugárzásnak megfeleloen˝ hatványfüggvény alakú az optikai és az UV-röntgen tartományban. Ezzel szemben a mért spektrum inkább egy magas homérséklet˝uPlanck-görbére,˝ vagy legalábbis valamilyen kék tartománybeli maximumot mutató görbére hasonlított, mintsem egy rövidebb hullámhosszak (az ábrán nagyobb frekvenciák)

131

9.4. "Dougie"

felé csökkeno˝ hatványfüggvényre. Az utófénylés-modell szerint az emisszió mértéke a röntgen- tartomány felé csökken, de az optikai tartományra illeszkedo˝ modell az észlelt felso˝ korlátoknál (az ábrán nyilak) magasabb röntgenemissziót jósol. Mindezeket összevetve végül arra a követ- keztetésre jutottam, hogy a GRB-utófénylés egy lehetséges, de korántsem plauzibilis magyarázat "Dougie" valódi ﬁzikai mivoltára. A vizsgált modellek közül a legjobb illeszkedést egyértelm˝uen az árapály-katasztrófa (TDE) modell szolgáltatta, így társszerzoimmel˝ közösen arra a konklúzióra jutottunk, hogy "Dougie" legnagyobb valószín˝uséggel egy ilyen esemény volt. Ez természetesen nem tekintheto˝ 100%-osan bizonyosnak, de jelenleg ez a modell szolgáltatja a leginkább konzisztens magyarázatot "Dougie" megﬁgyelt jellemzoire.˝

TDE akkor következik be, amikor egy Ms tömeg˝u, Rs sugarú, gravitációsan kötött objektum (pl.

egy csillag) egy Mh Ms tömeg˝umásik testet (pl. egy nagy tömeg˝ufekete lyukat) az "árapály- ≫ 1/3 sugárral" (tidal radius, RT = Rs(Mh/Ms) , Rees, 1988) összemérheto˝ távolságra megközelít. Ha a két test közötti minimális távolság Rp, az ütközési paramétert β = RT /Rp alakban deﬁniálva, β > 1 esetben a fekete lyuk gravitációja legyozi˝ a csillag gravitációs kötési energiáját, és a csillag teljesen szétesik. β < 1 esetben részleges szétesés történhet, de ennek részletei sokkal kevésbé tisztázottak, mint a teljes szétesésé, ezért a továbbiakban azt feltételezem, hogy teljes szétesés történik (ez a jelenség "spagettizálódás" néven is ismert a fekete lyukakról szóló népszer˝usíto-˝ ismeretterjeszto˝ irodalomban). A széthulló csillagnak az az oldala, amelyik közelebb volt a fekete lyukhoz, a fekete lyuk körül

pályára áll, és tmin ido˝ elteltével elkezd a fekete lyukra hullani. Körülbelül az eredeti csillagtömeg fele jut erre a sorsra. A tömeg másik fele eltávolodik a fekete lyuk terébol,˝ és egy hiperbola pályán mozgó törmelékfelhové˝ válik. Egyszer˝uen belátható (pl. Lodato & Rossi, 2011), hogy 3/2 3 1/2 tmin tp(Rp/Rs) , ahol tp =(GMh/R ) a szabadesési idoskála˝ Rp távolságban. ∼ p − A visszahulló anyag a pericentrumhoz érve a belso˝ súrlódás következtében impulzusmomen- tumot veszít, és egy akkréciós korongot formál, amely gyorsan kiterjed az eseményhorizontig. 2 A korong belso˝ sugara kb. 3-szorosa a Schwarzschild-sugárnak (3RS = 6GMh/c ), a külso˝ része pedig kb. Rp-ig terjed ki. A korong azonban nem nyeli el a teljes visszahulló anyagot, csupán a leg- korábban visszaérot,˝ így a késobb˝ érkezo˝ anyagfelho˝ beleütközik a korongba, feltorlódik, felhevül

és sugározni kezd. A kezdeti akkréciós ráta kb. M˙ Ms/3tmin, ami jóval nagyobb is lehet, mint ∼ a fekete lyuk Eddington-rátája (az Eddington-luminozitáshoz tartozó maximális akkréciós ráta),

M˙ E = LE /ηc = 4πGMh/ηcκ, ahol η 0,1 a tömeg-akkréció sugárzássá alakulásának hatásfo- ≈ ka, κ = 0,4 cm2/g a teljesen ionizált H-plazma opacitása, c a fénysebesség. Az ilyen folyamatot szuper-Eddington-akkréciónak nevezik. Ennek jellegzetessége, hogy az egyre erosöd˝ o˝ sugárnyo- más a szó szoros értelmében kifújja a még befelé hulló anyagfelho˝ egy részét (részletesen lásd pl. Strubbe & Quataert, 2009). Ez a külso˝ szemlélo˝ számára egy robbanásszer˝uanyagkiáramlást jelent, hasonlót, mint egy SN-robbanás, csak természetesen más eredet˝ut. A kifújt anyag nagy sebességgel tágul, és jelentos˝ tömege miatt optikailag vastag lesz. En-

132

9.4. "Dougie"

β β TDE Ms=1 Mo Rs=1 Ro =1 fout=0.5 TDE Ms=1 Mo Rs=1 Ro =1 fout=0.5 0.1 1 105 Mo 105 Mo +23d wind 105 Mo +60d disk 106 Mo +60d 106 Mo 106 Mo +100d 0.01 wind 0.1 disk t-5/3

0.001 0.01 Flux (mJy) Flux (mJy)

0.0001 0.001 Wind Disk

1e-05 0.0001 10 100 1000 10000 1e+14 1e+15 1e+16 1e+17 1e+18 t (days) Rest-frame frequency (Hz) (a) (b)

9.23. ábra. Egy Nap-típusú csillag árapály-katasztrófája során keletkezo˝ fénygörbék (bal oldal) és spektrumok (jobb oldal) Lodato & Rossi (2011) modelljei alapján. A piros és kék görbék rendre a 105 ill. a 106 M -˝ufekete lyukhoz tartoznak. A fénygörbéken a folytonos görbe az eredo˝ luminozitást, a szaggatott⊙ görbe a szuper-Eddington csillagszél járulékát, míg a pontozott vonal 5/3 az akkréciós korong járulékát mutatja. A fekete szaggatott vonal a kanonikus t− meredekség˝u fényváltozást illusztrálja. A spektrumoknál a folytonos vonal a maximális optikai luminozitás idején, a szaggatott vonal egy késobbi˝ idopontban˝ várható spektrumot mutatja.

nek sugárzása foként˝ az optikai tartományban egy gyors kezdeti felfényesedést okoz, amely egy maximumot követoen˝ halványodni kezd. A halványodás üteme hasonló az akkréciós ráta idobeli˝ 5/3 csökkenéséhez, M˙ (t) = M˙ max(t/tmax) (Rees, 1988), igaz, a kitevo˝ a kanonikus 5/3-tól kis- − − sé különbözni fog a különbözo˝ hullámhossztartományokon mért fénygörbéken (Lodato & Rossi, 2011). A szuper-Eddington-csillagszél hatásának lecsengése után az akkréciós korong luminozitá- sa lesz a domináns, amely alacsonyabb, de jóval hosszabb ideig (akár évekig) fennmaradó, lassan csökkeno˝ fényességet eredményez. A fentieket jól illusztrálja a 9.23. ábra, ahol egy Nap-típusú csillagnak egy 105 és egy 106 M -˝uszupernagy tömeg˝ufekete lyuk terében bekövetkezo˝ árapály-katasztrófája során keletkezo˝ ⊙ fényváltozást és spektrumot ábrázoltam Lodato & Rossi (2011) analitikus modellje alapján. A bal oldali ábrán a fénygörbék, a jobb oldalon pedig a spektrumok láthatóak. A fénygörbéken a kezdeti csúcsot a szuper-Eddington-akkréció okozta kifúvás kelti (szaggatott vonalak), az akkréciós korong hatása (pontozott görbék) csak jóval késobb˝ jelentkezik. Látható, hogy a kisebb tömeg˝u fekete lyuk hamarabb kezdod˝ o˝ és rövidebb ideig tartó optikai csúcsot generál, mint a 10-szer nagyobb tömeg˝u. Ez elobbinek˝ idoskálája˝ kb. hasonló "Dougie" megﬁgyelt fénygörbéjéhez. A spektrumokon foként˝ az látszik, hogy az optikai tartományt teljesen a kifúvás ("wind") dominálja, a korong ("disk") hatása csak a röntgen- és gammatartományban jelentkezik. Az is jellegzetes, hogy a maximum után a spektrumok növekvo˝ homérsékleteket˝ mutatnak. Ez amiatt van, mert a fenti egyszer˝umodellben az ido˝ múlásával a kifúvás optikai mélysége egyre csökken, emiatt

133

9.4. "Dougie"

9.2. táblázat. "Dougie" TDE-modelljének fo˝ paraméterei

Paraméter érték Megjegyzés 6 Mh 0,2 Fekete lyuk tömege(10 M ) ⊙ Ms 0,8 Széteso˝ csillag tömege (M ) ⊙ Rs 0,9 Széteso˝ csillag sugara (R ) ⊙ RT 56 árapálysugár (R ) ⊙ β 0,97 ütközési paraméter (RT /Rp)

egyre inkább a belso,˝ magasabb homérséklet˝urétegek˝ válnak észlelhetové.˝ A valóságban azonban nem ilyen egyszer˝ua helyzet, a részletes numerikus szimulációk szerint lehetséges akár idoben˝ csökkeno˝ (vagy stagnáló) homérséklet˝ is bizonyos esetekben (lásd lentebb). "Dougie" TDE-modelljét nem a 9.23. ábrán bemutatott egyszer˝uanalitikus modellre, hanem társszerzoink,˝ James Guillochon és Enrico Ramirez-Ruiz numerikus szimulációkra épülo,˝ TDEfit nev˝ukódjára alapoztuk (Guillochon & Ramirez-Ruiz, 2013; Guillochon, Manukian & Ramirez- Ruiz, 2014). A konkrét modellezést társszerzoink˝ végezték, ezért itt csak a végeredményt mutatom be, további részletek a Vinkó et al. (2015) cikkben szerepelnek. A 9.2. táblázatban a megfigyelésekre legjobban illeszkedo˝ modell fobb˝ paraméterei található- ak. Az illesztett fénygörbék és a modellbol˝ adódó spektrális energiaeloszlás-görbék a 9.24. ábrán láthatóak. Ezek alapján megállapítható, hogy "Dougie" megfigyelt jellemzoi˝ konzisztensek egy eros˝ szuper-Eddington-akkréciót mutató TDE-vel. Az UV-optikai spektrumot a kidobódott anyag ("wind") komponens dominálja, ennek idofejl˝ odése˝ a szimulációk alapján egyre csökkenoh˝ omér-˝ séklet˝ufeketetestre emlékeztet, ami ugyan ellentétes az egyszer˝umodell által jósolt egyre forróbbá váló SED-del (9.23. ábra), de összhangban van "Dougie" megfigyelt spektrális evolúciójával.

A fénygörbék megﬁgyelt idoskálája˝ (tmax 10 nap) alapján a centrális fekete lyuk tömegének 6 ∼ várható nagyságrendje Mh < 10 M . Valóban, a 9.2. táblázat alapján a legvalószín˝ubb érték ⊙ 5 4 Mh 2 10 M , de a Monte-Carlo-szimulációk alapján a szóba jöheto˝ értékek tartománya 7 10 < ⊙ ∼ · 6 · Mh < 1.5 10 M -re terjed ki. Haring & Rix (2004) kalibrációja alapján a centrális fekete lyuk · ⊙ tömege korrelál a centrális dudor (bulge) tömegével:

11 log(Mh/M ) = 8,20( 0,10)+(1,2 0.06) log(Mbulge/10 M ) (9.1) ⊙ ± ± · ⊙

Az SDSS-katalógus szerint a feltételezett gazdagalaxis fényessége r 20,3 mag, amit össze- ≈ 9 vetve a DL 900 Mpc luminozitás-távolsággal, a galaxis luminozitására4,8 10 L értéket ka- ∼ · ⊙ punk. Mivel a galaxis Sb-típusú, a bulge aránya az összluminozitáshoz kb. 0,2 (pl. Binney & Merriﬁeld, 1989). A tömeg-fényesség arányt 5-nek becsülve, 9.1 alapján a fekete lyuk várható ∼ tömegére 5 106 M adódik. Megjegyzendo,˝ hogy a fenti Haring–Rix-relációtól az egyes galaxi- ∼ · ⊙ sok akár 50 %-os eltérést is mutathatnak, így a centrális fekete lyuk becsült tömege marginálisan ± konzisztens a fenti illesztési eredménnyel.

134

9.4. "Dougie"

(a) (b)

9.24. ábra. "Dougie" TDE-modellje Guillochon, Manukian & Ramirez-Ruiz (2014) TDEfit kódja alapján. A bal oldali ábra az illesztett fénygörbéket, a jobb oldali a kapott spektrális energiaeloszlás-görbéket mutatja. A fénygörbén a különbözo˝ színek a különbözo˝ hullámhossz- tartományokat kódolják ("RO" a ROTSE R-sz˝urore˝ kalibrált méréseit, a többi a Swift optikai és ultraibolya sz˝uroit˝ jelenti). A jobb oldali ábrán piros színnel a maximum elotti,˝ zöld színnel a maximum körüli, kékkel pedig a késoi˝ fázisú SED-eket ábrázoltuk (Vinkó et al., 2015).

135

9.4. "Dougie"

Egy másik érdekes lehetoség˝ az, hogy az árapály-katasztrófa nem a központi fekete lyuknál történt, hanem egy másik, a centrumtól távolabbi, kisebb tömeg˝ufekete lyuk terében. Erre utalhat az az eredményünk is, hogy a tranziens pozíciója és a galaxis fotocentruma nem esik egybe (9.20. ábra). Hasonló konﬁgurációjú, kisebb tömeg˝u(105 - 106 M ), nem centrális fekete lyuka- ⊙ kat azonosítottak nemrég az NGC 3341 kölcsönható galaxisban, amelyek közül az egyik ráadásul Seyfert-2 típusú aktív (tehát akkretáló) galaxismag (Barth et al., 2008). Az ESO 243-49 galaxisban a közelmúltban felfedezett HLX-1 jel˝uultrafényes röntgenforrás Webb et al. (2014) szerint egy 103 - 104 M -˝ufekete lyuktól származó részecskenyaláb (jet) létével magyarázható. Ezek a példák ⊙ is alátámasztják, hogy a millió naptömegnél 1-2 nagyságrenddel kisebb tömeg˝u, akár nem centrális pozíciójú fekete lyukak léte nem elképzelhetetlen. "Dougie" felfedezésének idején (2009-ben) még pusztán 1-2 TDE-nek gondolt objektum volt ismert, foként˝ ˝urfotometriából származó ultraibolya- és röntgenfénygörbék alapján. Az azóta eltelt néhány évben szinte gomba módra kezdtek szaporodni az irodalomban a "TDE-jelölt" (TDE candi- date) tranziensek. Jelen sorok írásakor (2016 nyarán) James Guillochon online katalógusában3 55 TDE-nek klassziﬁkált tranziens adatai szerepelnek. Habár ezek közül sokról nem lehet teljes bizo- nyossággal állítani, hogy valóban TDE, az objektumok gyorsan bovül˝ o˝ listája alátámasztja, hogy jóval gyakoribb jelenségrol˝ van szó, mint amit a korábbi, szórványos, véletlenszer˝u detektálások sejtetni engedtek. "Dougie" felfedezése jelentos˝ hatással volt erre a területre, mert az elsok˝ kö- zött világított rá arra, hogy a TDE-ket a pusztán kék kontinuumot, vagy csak 1-2 spektrumvonalat mutató, fényes extragalaktikus tranziensek között érdemes keresni.

3https://tde.space

136

10. fejezet

Kitekintés

Disszertációmban az elmúlt másfél évtizedben végzett tudományos kutatómunkám eredménye- irol˝ számoltam be. Ezek mellett azonban még több más, nemzetközi együttm˝uködésre alapuló szakmai projektben veszek részt, amelyekbol˝ a késobbiekben˝ jelentos˝ eredmények várhatók. Kitekintés gyanánt, a teljesség igénye nélkül, ezek közül említek meg kettot.˝ A legjelentosebb˝ ilyen projekt a Hobby-Eberly Telescope Dark Energy Experiment (HET- DEX), amelyben 2009 óta veszek részt. Ez egy nagyszabású, innovatív égboltfelméro˝ program, amely 420 négyzetfoknyi célterületet spektroszkópiai úton kíván feltérképezni. Ehhez egy speciális multiobjektumspektrográf-komplexumot használ, amelyben 150 spektrográffal egyszerre 40 000 egyedi spektrumot lehet felvenni. A spektrográfokba vezeto˝ optikai szálak kötegei a HET távcso˝ fókuszsíkjában mátrix-szer˝uen vannak elrendezve, ezáltal a 22 ívperc átméroj˝ulátómez˝ o˝ kb. 1/7 részét lefedik. Az ezzel az eszközzel felveheto˝ spektrumok tehát nem elore˝ kiválasztott objek- tumokról készülnek, hanem a látómezot˝ "vakon" letapogatva, véletlenszer˝uen. A HETDEX tehát egy ún. "nem célzott felmérés" (untargeted survey), amely képes jelenleg ismeretlen objektumok felfedezésére, méghozzá spektroszkópiai úton. A HETDEX eredeti célja olyan nagy vöröseltolódású galaxisok, ún. Lyman-α-emitterek fel- fedezése, amelyek Lyman-α-emissziója a vöröseltolódás miatt a látható tartományba, 350 – 550 nm közé tolódik. Ez praktikusan az 1,9 < z < 3,5 vöröseltolódás-tartományban lehetséges. Az újonnan felfedezett Lyman-α-emitterek távolságából és az égbolton való térbeli eloszlásából a különbözo˝ kozmológiai modelleket lehet majd tesztelni. Így a HETDEX várhatóan nemcsak az Univerzum tágulását tudja majd kb. 1% pontossággal kimérni a fenti vöröseltolódások között, hanem az Univerzum görbültségét is kb. 0,1%-kal, ami egy nagyságrendnyi elorelépést˝ jelent majd a jelenleg elérheto˝ adatokhoz képest. Ennélfogva a HETDEX eredményei jelentosen˝ bovíteni˝ fogják a Világegyetem gyorsuló tágulásáról és a sötét energiáról szóló ismereteinket. A grandiózus kozmológiai célok mellett a HETDEX számos más tudományos program szá- mára szolgáltat majd felbecsülhetetlen mennyiség˝uúj adatot, amelyek jelentosen˝ proﬁtálhatnak a HETDEX különleges adathalmazából. Sok egyéb projekt mellett ezek egyike az új tranziens ob-

137

jektumok (elsosorban˝ szupernóvák) felfedezésére irányuló program. Ennek alapötletét 2009-ben én vetettem fel, amikor a University of Texas Csillagászat Tanszékén dolgoztam. Új szupernóvák felfedezése a HETDEX projektben azért lehet érdekes, mert a szupernóvák azonosításához mindenképpen spektroszkópiai észlelésre van szükség. A hagyományos, képal- kotáson alapuló tranzienskereso˝ programok manapság évente több ezer tranzienst lokalizálnak, ezek jelentos˝ része azonban klasszifikálatlan marad, mert egyszer˝uen nincs annyi spektroszkópi- ai távcsokapacitás˝ a világon, amennyi elegendo˝ lenne mindegyik új objektum kimérésére. Ezért az észlelok˝ szelektálnak, ki-ki a lehetoségeinek,˝ személyes érdeklodésének,˝ m˝uszerkapacitásának függvényében választja ki és klasszifikálja az új tranzienseket. A HETDEX mindezt szükség- telenné teszi, hiszen az új objektumról azonnal spektrum áll majd rendelkezésre. Mindemellett az is fontos, hogy a látómezoben˝ (csaknem) bárhol elhelyezkedo˝ új szupernóváról készül majd spektrum, nemcsak elore˝ kiválasztott pozíciókban, pl. fényes galaxisok körül. Ezzel az észlelési stratégiával egyrészt statisztikailag jóval kevesebb mintavételi hibával terhelt adatokat kaphatunk a szupernóvák térbeli eloszlásáról, másrészt erosen˝ megno˝ annak lehetosége,˝ hogy valamilyen teljesen egyedi, korábban ismeretlen típusú tranziens objektumot találjunk. A HETDEX-hez szükséges elokészít˝ o˝ munkát az elmúlt években több hazai és külföldi együtt- m˝uködo˝ partnerrel közösen végeztük el. Ennek során egyrészt a piszkéstetoi˝ Schmidt-távcsovel˝ végigmértük a HETDEX két kijelölt célterületét (e hatalmas munka oroszlánrészét fáradhatatlan kollégám, Sárneczky Krisztián végezte), és létrehoztunk egy CCD-felvételekbol˝ álló adatbázist, amely majd segítségünkre lesz az új objektumok azonosításánál. Az online elérheto˝ katalógusok erre ugyanis nem elegendoek,˝ foként˝ az azokban lévo˝ számos hiba és hiányosság miatt. Más- részt olyan eljárásokat és programokat fejlesztettünk ki, amelyekkel lehetové˝ válik a szupernóvák felfedezése a HETDEX spektrumai között. Mindkét alprojekt jelenleg is folyamatban van. A HET- DEX (több évi csúszást követo)˝ tervezett indulási dátuma 2016 osze,˝ így az eddigi fejlesztéseinket reményeim szerint hamarosan "élesben" is kipróbálhatjuk. A másik projekt, amelyet röviden említek, az idos,˝ több éves-évtizedes SN-k és a körülöttük lévo˝ cirkumsztelláris anyagfelho˝ közti kölcsönhatás megfigyelésére irányul. Ehhez olyan SN-kat választottunk, amelyek Ib/c, vagy Ia típusúak voltak, tehát a robbanó objektum mindenképpen hidrogénszegény csillag volt. A csillagfejlodési˝ elméletek szerint a hidrogénben gazdag korábbi csillaganyag az ilyen objektumokról még a robbanás elott˝ eltávozik, de a csillag körüli tartomány- ban továbbra is jelen van. Amennyiben a nagy sebességgel táguló SN-robbanási felho˝ utoléri ezt a korábban kifújt, vagy ledobódott csillaganyagot, a heves ütközés ionizációt okoz a hidrogén- ben gazdag cirkumsztelláris anyagban, ami az azt követo˝ h˝ulés és rekombináció során a hidrogén Balmer-sorozatán (foként˝ a Hα-ban) jelentkezo˝ emissziós vonalakat kelt. Hasonló jelenséget mutatott korábban a SN 1987A, ahol a robbanás elott˝ évezredekkel korábban ledobódott cirkumsztel- láris gy˝ur˝ube ütközött bele a SN táguló anyagfelhoje˝ (részletesebben lásd a 3.1.6. fejezetben). A projekt ötlete és célja ennek a késoi˝ Hα-emissziónak a detektálása, ezáltal a korábban le- dobódott cirkumsztelláris anyag helyzetének feltérképezése. Ennek érdekében 2014 óta végzünk

138

10.1. ábra. Az SN 2014C Hα sz˝uron˝ keresztül 2015 májusában (bal oldal) és augusztusában (jobb oldal) készített CCD felvételei (utóbbi nagyon rossz idojárási˝ körülmények között készült). A mé- résekhez a McDonald Obszervatórium 2,7 m-es távcsövére szerelt DIAFI készülékét használtuk. Jól megﬁgyelheto˝ a SN pozíciójában jelentkezoH˝ α-emisszió, ami több mint egy évvel a robbanást követoen˝ a cirkumsztelláris anyaggal történo˝ kölcsönhatás miatt lép fel.

méréseket a texasi McDonald Obszervatórium 2,7 m-es távcsövével, a Virgo-halmaz vöröseltoló- dására hangolt speciális Hα sz˝urokkel.˝ Az erre használt berendezés neve DIAFI (Direct Imaging Auxiliary Functions Instrument), ezért az egész projektet DIAFI-projektként emlegetjük. A projekt elozetes˝ eredményei közül illusztrációként a SN 2014C esetét mutatom be (10.1. ábra). Ez eredetileg Ib típusú, tehát hidrogénszegény SN volt, azonban nagyjából 100 nappal a robbanást követoen˝ eroteljes˝ Hα-emissziót kezdett mutatni (Milisavljevic et al., 2015). Az egyre erosöd˝ o˝ Hα emissziót a mi DIAFI programunk is detektálta a kb. 500 nappal a robbanás után készült felvételen (10.1. ábra bal oldal). A 3 hónappal késobbi˝ felvételen (az ábra jobb oldalán) szintén még látható az emisszió. Ez az eset pontosan az elméletek által megjósolt módon ment végbe, a hidrogénszegény csillag robbanását követoen˝ a cirkumsztelláris anyagba beleütközo˝ lö- késhullám Hα-emissziót hozott létre, amelyet az általunk használt mérési módszerrel is sikerült detektálni. Várhatóan a közeljövoben˝ több más SN esetében tudunk majd hasonló jelenséget meg- ﬁgyelni a mintegy 100 vizsgált célobjektum folyamatos követése során.

139

Köszönetnyilvánítás

Több évtizedes kutatómunka után, különösen akkor, ha az olyan széles kör˝uhazai és nemzet- közi együttm˝uködések sorozatában valósult meg, mint az én esetemben, a részletes köszönetnyil- vánítás hossza majdnem összemérheto˝ lennie a disszertáció hosszával. Ezért elöljáróban és mindenekelott,˝ külön felsorolás nélkül, általában szeretném kifejezni hálás köszönetemet, és reményemet a további gyümölcsözo˝ együttm˝uködésre, mindazon tisztelt kollé- gámnak, munkatársamnak, volt és jelenlegi hallgatómnak, akikkel együtt dolgozhattam, és akik közrem˝uködése nélkül a jelen disszertációban felsorolt eredmények töredéke sem jöhetett volna létre. Szeretnék továbbá külön köszönetet mondani azon kollégáimnak, korábbi tanáraimnak, hallga- tóimnak, akikkel az évtizedek alatt a legszorosabb szakmai kapcsolatba kerültem, akiktol˝ a legtöb- bet tanulhattam, és akiknek a legtöbbet köszönhetek: korábbi oktatóim közül Dr. Szatmáry Károly egyetemi tanárnak és Dr. Bor Zsolt akadémikusnak (SZTE), korábbi doktori témavezetomnek,˝ Dr. Szabados Lászlónak (MTA CSFK), és korábbi hallgatóim, majd munkatársaim közül Sárneczky Krisztián tudományos segédmunkatársnak és Dr. Kiss L. László akadémikusnak (MTA CSFK). Külföldi partnereim közül külön köszönettel tartozom J. Craig Wheeler professzornak és Dr. Ho- wie Marionnak (University of Texas at Austin), valamint Dr. Manos Chatzopoulosnak (University of Chicago). Végül, de nem utolsósorban családomnak, feleségemnek, gyerekeimnek és szüleimnek szeret- ném megköszönni szereto˝ támogatásukat, türelmüket és azt a határtalan bizalmat, amikor hosszú éveken keresztül elhitték nekem, hogy a kutatásra fordított rengeteg idom˝ és energiám egyszer tényleg valami érdekes és értelmes eredményre fog vezetni.

140

Irodalomjegyzék

[1] Aldering, G. et al. 2006, ApJ 650, 510

[2] Arnett, W.D. 1980, ApJ 237, 541

[3] Arnett, W.D. 1982, ApJ 253, 785

[4] Arnett, W.D., Fu, A. 1989, ApJ 340, 396

[5] Baade, W., Zwicky, F. 1934, Contrib. Mount Wilson Obs. Vol. 3, 73

[6] Barbary, K. et al. 2009, ApJ 690, 1538

[7] Barth, A. J. et al. 2008, ApJL, 683, L119

[8] Benetti, S. et al. 2005, ApJ 623, 1011

[9] Bersten, M. C. et al. 2012, ApJ 757, 31

[10] Betoule, M. et al. 2014, A&A 568, 22

[11] Binney, J., Merriﬁeld, M. 1998, Galactic Astronomy (Princeton, NJ: Princeton Univ. Press)

[12] Bloom, J. S. et al. 2012, ApJ, 744, L17

[13] Branch, D., Baron, E.A., Jeffery, D.J. 2003, in: Supernovae and Gamma-Ray Bursters (szerk. K. Weiler), Lecture Notes in Physics, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, 47

[14] Branch, D. et al. 2005, PASP 117, 545

[15] Branch, D. et al. 2006, PASP 118, 560

[16] Bruzual, G, Charlot, S. 2003, MNRAS 344, 1000

[17] Burns, C. R. et al. 2011, AJ 141, 19

[18] Burns, C. R. et al. 2014, ApJ 789, 32

[19] Burrows, A, 2013, Rev. Modern Physics 85, 245

141

Irodalomjegyzék

[20] Cao, Y. et al. 2015, ATel #7070

[21] Capellaro, E. 2014 in: Supernova Environmental Impacts, Proc. IAU Symp. No. 296 (szerk. A. Ray & R.A. McCray), 37

[22] Chatzopoulos, E. et al. 2011, ApJ 729, 143

[23] Chatzopoulos, E., Wheeler, J.C., Vinkó, J. 2012, ApJ 746, 121

[24] Chatzopoulos, E. et al. 2013, ApJ 773, 76

[25] Chevalier, R.A., Fransson, C. 2003 in: Supernovae and Gamma-Ray Bursters (szerk. K. We- iler), Lecture Notes in Physics, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, 171

[26] Chevalier, R.A., Irwin, C.M. 2011, ApJ 729, 6

[27] Childress, M. J., Filippenko, A. V., Ganeshalingam, M., & Schmidt, B. P. 2014a, MNRAS 437, 338

[28] Childress, M.J., Wolf, C., Zahid, H.J. 2014b, MNRAS 445, 1898

[29] Childress, M.J. et al. 2015, MNRAS 454, 3816

[30] Clocchiatti, A., Wheeler, J.C. 1997, ApJ 491, 375

[31] Couch, S.M., Chatzopoulos, E., Arnett, W.D., Timmes, F.X. 2015, ApJ 808, 21

[32] Crockett, R. M. et al. 2007, MNRAS 381, 835

[33] Czekala, I. et al. ApJ 765, 57

[34] Dessart, L. Hillier, D.J. 2005, A&A 439, 671

[35] Dessart, L. et al. 2012, MNRAS 426, 76

[36] Dessart, L., Blondin, S., Hillier, D. J., & Khokhlov, A. 2014, MNRAS 441, 532

[37] Dhungana, G. et al. 2016, ApJ 822, 6

[38] Duncan, J.C. 1921, Proc. of the National Academy of Sciences 7, 179

[39] Eastman, R.G., Schmidt, B.P., Kirshner, R. 1996, ApJ 466, 911

[40] Farkas, G.F. 2006, in: Ötvös Péter Festschrift (szerk. Font, Zs., Keser˝u, G.) Szeged, 47

[41] Fesen, R.A., Saken, J.M., Hamilton, A.J.S. 1989, ApJ 341, L55

[42] Filippenko, A.V. 1997, Ann. Rev. Astron. & Astrophys. 35, 309

142

Irodalomjegyzék

[43] Fisher, A., Branch, D., Nugent, P., Baron, E. 1997, ApJL, 481, L89

[44] Folatelli, G. et al. 2014, ApJL 793, L22

[45] Foley, R. J. et al. 2011, ApJ 732, 32

[46] Foley, R. J. et al. 2012, ApJ 744, 38

[47] Foley, R.J. et al. 2013, ApJ 767, 57

[48] Fox, O.D. et al. 2015, MNRAS 447, 772

[49] Fransson, C. et al. 2015, ApJ 806, 19

[50] Fraser, M. et al. 2014, MNRAS 439, L56

[51] Freedman, W. L. et al. 2001, ApJ 553, 47

[52] Frieman, J. et al. 2008, AJ 135, 338

[53] Gal-Yam, A. et al. 2009, Nature 462, 624

[54] Gal-Yam, A. 2012, Science, 337, 927

[55] Gerardy, C. L. et al. 2004, ApJ 607, 391

[56] Gerke, J. et al. 2015, ATel #7069

[57] Graur, O., Bianco, F.B., Modyaz, M. 2015, MNRAS 450, 905

[58] Green, D.A., Stephenson, F.R. 2003, in: Supernovae and Gamma-Ray Bursters (szerk. K. Weiler), Lecture Notes in Physics, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, 7

[59] Guillochon, J., Manukian, H., Ramirez-Ruiz, E. 2014, ApJ, 783, 23

[60] Guillochon, J., Ramirez-Ruiz, E. 2013, ApJ, 767, 25

[61] Guy, J. et al. 2005, A&A 443, 781

[62] Guy, J. et al. 2010, A&A 523, 7

[63] Hamuy, M. Pinto, P. A. 2002, ApJ 566, L63

[64] Haring, N., Rix, H. 2004, ApJL, 604, L89

[65] Hartwig, E. 1885, Astronomische Nachrichten 112, 355

[66] Hatano, K. et al. 1999a, ApJ Suppl. 121, 233

143

Irodalomjegyzék

[67] Hatano, K. et al. 1999b, ApJ 525, 881

[68] Hayden, B. T. et al. 2010, ApJ 712, 350

[69] Hogg, D.W. 1999, ArXiv:astro-ph/9905116

[70] Howell, D.A. et al. 2006, Nature 443, 308

[71] Howell, D.A. et al. 2009, ApJ 691, 661

[72] Hoyle, F., Fowler, W.A. 1960, ApJ 132, 565

[73] Hsiao, E. et al. 2007, ApJ 663, 1187

[74] Hubble, E.P. 1929, ApJ 69, 103

[75] Indebetouw, R. et al. 2014, ApJ 782, L2

[76] Jeffery, D. J., & Branch, D. 1990, Supernovae, Jerusalem Winter School for Theoretical Physics, 149

[77] Jha, S., Riess, A. G., & Kirshner, R. P. 2007, ApJ 659, 122

[78] Kasen, D. et al. 2003, ApJ 593, 788

[79] Kasen, D. 2010, ApJ, 708, 1025

[80] Kasen, D., Bildsten, L. 2010, ApJ 717, 245

[81] Kasliwal, M. et al. 2011, ApJ 730, 134

[82] Kelly, P. et al. 2015, ATel #7082

[83] Khokhlov, A. M. 1991, A&A 245, 114

[84] Kinney, A.L. et al. 1996, ApJ 467, 38

[85] Kirshner, R. P., Kwan, J. 1974, ApJ 193, 27

[86] Kochanek, C.S., Szczygiel, D.M., Stanek, K.Z. 2011, ApJ 737, 76

[87] Kulkarni, S.R. et al. 2007, Nature 447, 458

[88] Kumar, B., Pandey, S. B., Sahu, D. K., et al. 2013, MNRAS 431, 308

[89] Lampland, C.O. 1921, PASP 33, 79

[90] Landau, L.D., Lifsic, E.M. 1980, "Elméleti Fizika VI: Hidrodinamika", Tankönyvkiadó, Bu- dapest, 501

144

Irodalomjegyzék

[91] Law, N.M. et al. PASP 121, 1395

[92] Leloudas, G. et al. 2012, A&A 541, A129

[93] Leloudas, G. et al. 2015, A&A 574, 61

[94] Li, W. et al. 2003, PASP 115, 453

[95] Li, W. et al. 2006, ApJ 641, 1060

[96] Littleﬁeld, C. et al. 2012, AJ 143, 136

[97] Littleﬁeld, C. et al. 2013, AJ, 145, 145

[98] Lodato, G., Rossi, E. M. 2011, MNRAS, 410, 359

[99] Loebman, S. R. et al. 2015, AJ 149, 17

[100] Lundmark, K. 1921, PASP 33, 225

[101] Lunnan, R. et al. 2014, ApJ 787, 138

[102] Maíz-Apellániz, J. et al. 2004, ApJL 615, L113

[103] Maoz, D., Manucci, F., Nelemans, G. 2014, Ann. Rev. Astron. Astrophys. 52, 107

[104] Metzger, B. D., Margalit, B., Kasen, D., & Quataert, E. 2015, MNRAS 454, 3311

[105] Margutti, R. et al. 2014, ApJ 780, 21

[106] Marion, G. H. et al. 2013, ApJ, 777, 40

[107] Marion, G. H. et al. 2014, ApJ 781, 69

[108] Marion, G. H. et al. 2016, ApJ 820, 92

[109] Mauerhan, J.C. et al. 2013, MNRAS 430, 1801

[110] Mauerhan, J. C. et al. 2015, MNRAS 447, 1922

[111] Maund, J. R., Smartt, S. J., Danziger, I. J. 2005, MNRAS 364, L33

[112] Maund, J.R. et al. 2011, ApJ 739, L37

[113] Maund, J. R. et al. 2015, MNRAS 454, 2580

[114] Mazzali, P. A. et al. 2005, ApJ 623, L37

[115] Mazzali, P. A. et al. 2007, Science 315, 825

145

Irodalomjegyzék

[116] McClelland, C. M. et al. 2010, ApJ 720, 704

[117] McCully, C. et al. 2014, Nature 512, 54

[118] Metzger, B. D., Piro, A. L. 2014, MNRAS 439, 3916

[119] Milisavljevic, D. et al. 2015, ApJ 815, 120

[120] Minkowski, R. 1941, MNRAS 53, 224

[121] Minkowski, R. 1964, Ann. Rev. Astron. & Astroph. 2, 247

[122] Moriya, T. et al. 2010, ApJ, 717, L83

[123] Nadyozhin, D. K. 1994, ApJS 92, 527

[124] Nadyozhin, D. K. 2003, MNRAS 346, 97

[125] Nagy, A. 2012, Szupernóvák keltette lökéshullámok kölcsönhatása s˝ur˝ucsillagkörüli anyaggal, Diplomamunka, Szegedi Tudományegyetem

[126] Nagy, A. P., Ordasi, A., Vinkó, J., Wheeler, J. C., 2014, A&A 571, 77

[127] Nagy, A. P., Vinkó, J. 2016, A&A 589, 53

[128] Neill, J. D. et al. 2011, ApJ 727, 15

[129] Nicholl, M. et al. 2013, Nature, 502, 346

[130] Nomoto, K., Thielemann, F.K., Yokoi, K. 1984, ApJ 286, 644

[131] Nugent, P. E. et al. 1995, ApJ 455, L147

[132] Nugent, P. E. et al. 2011, Nature, 480, 344

[133] Nugent, P. E., Kasen, D. 2013, Ann. Rev. Part. & Nucl. Sci. 63, 153

[134] Ofek, E. O. et al. 2007, ApJ L, 659, L13

[135] Parrent, J.T. et al. 2015, készüloben˝

[136] Pastorello, A. et al. 2006, MNRAS 370, 1752

[137] Pastorello, A. et al. 2009, MNRAS 394, 2266

[138] Perlmutter, S. et al. 1997, ApJ 483, 565

[139] Perlmutter, S. et al. 1999, ApJ 517, 565

146

Irodalomjegyzék

[140] Pskovskii, Ju. P. 1977, Soviet Astronomy, 21, 675

[141] Quimby, R.M. et al. 2007, ApJ 668, L99

[142] Quimby, R.M. et al. 2011, Nature 474, 487

[143] Quimby, R.M. et al. 2012, ApJ 144, 177

[144] Rees, M. 1988, Nature, 333, 523

[145] Rest, A. et al. 2012, Nature 482, 375

[146] Richardson, D., Jenkins, R.L.III, Wright, J., Maddox, L. 2014, AJ 147, 118

[147] Riess, A.G., Press, W.H., Kirshner, R.P. 1996, ApJ 473, 88

[148] Riess, A.G. et al. 2007, ApJ 659, 98

[149] Riess, A.G. et al. 1998, AJ 116, 1009

[150] Rushton, M. T. et al. 2005, MNRAS 360, 1281

[151] Scalzo, R.A., Ruiter, A.J., Sim, S.A. 2014, MNRAS 445, 2535

[152] Silverman, J.M. et al. 2013a, ApJS 207, 3

[153] Silverman, J. M. et al. 2013b, MNRAS 436, 1225

[154] Silverman, J. M. et al. 2015, MNRAS 451, 1973

[155] Smartt, S. J. 2009, Ann. Rev. Astron. & Astrophys. 47, 63

[156] Smith, N., McCray, R. 2007, ApJ 671, 17

[157] Smith, N. et al. 2010, ApJ 709, 856

[158] Smith, N. et al. 2007, ApJ, 666, 1116

[159] Soderberg, A. M., Gal-Yam, A., Kulkarni, R.S. 2004, GRB Coordinates Network No. 2586

[160] Strubbe, L. E., Quataert, E. 2009, MNRAS, 400, 2070

[161] Szabó, Gy. M. et al. 2003, Astronomy & Astrophysics, 408, 915

[162] Szalai, T. et al. 2011, A&A 527, A61

[163] Szalai, T., Vinkó, J. 2012, A&A 549, A79

147

Irodalomjegyzék

[164] Szalai, T. 2013, Nagy tömeg˝ucsillagok végállapotai: szupernóva-robbanásokhoz kötod˝ o˝ porképzodés˝ és az LS 5039 gammakettos˝ vizsgálata, PhD-értekezés, Szegedi Tudományegye- tem

[165] Szalai, T. et al. 2015, MNRAS 453, 2103

[166] Takáts, K. 2013, II-es típusú szupernóvák távolságának meghatározása, PhD-értekezés, Sze- gedi Tudományegyetem

[167] Takáts, K., Vinkó, J. 2012, MNRAS 419, 2783

[168] Taubenberger, S. et al. 2013, MNRAS 432, 3117

[169] Thomas, R. C., Nugent, P. E., Meza, J. C. 2011, PASP 123, 237

[170] Thoene, C. et al. 2015, The Astronomer’s Telegram, 8417

[171] Turatto, M. 2003 in: Supernovae and Gamma-Ray Bursters (szerk. K. Weiler), Lecture Notes in Physics, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, 21

[172] Valenti, S. et al. 2009, Nature 459, 674

[173] Van Dyk, S.D. et al. 2011, ApJ 741, L28

[174] Van Dyk, S.D., Matheson, T. 2012, ApJ 746, 179

[175] van Eerten, H., van der Horst, A., MacFadyen, A. 2012, ApJ 749, 44

[176] de Vaucouleurs, G., Corwin, Jr., H.G. 1985, ApJ 295, 287

[177] Vinkó et al. 1999, Astronomy & Astrophysics, 345, 592

[178] Vinkó, J. et al. 2001a, Astronomical Journal, 121, 3127

[179] Vinkó, J. et al. 2001b, Astronomy & Astrophysics, 372, 824

[180] Vinkó, J. et al. 2003, Astronomy & Astrophysics, 397, 115

[181] Vinkó, J. et al. 2004, Astronomy & Astrophysics 427, 453

[182] Vinkó, J. et al. 2006, MNRAS 369, 1780

[183] Vinkó, J., Takáts, K. 2007, in: "Supernova 1987A: 20 Years After: Supernovae and Gamma- Ray Bursters", AIP Conference Proceedings Vol. 937, 394

[184] Vinkó, J. et al. 2009, ApJ 695, 619

[185] Vinkó, J. et al. 2010a, Central Bureau of Electronic Telegrams No. 2385, 1

148

Irodalomjegyzék

[186] Vinkó, J. et al. 2010b, Central Bureau of Electronic Telegrams No. 2386, 1

[187] Vinkó, J. et al. 2012a, Astronomy & Astrophysics 540, 93

[188] Vinkó, J. et al. 2012b, Astronomy & Astrophysics 546, A12

[189] Vinkó, J., Sárneczky, K., Szing, A., 2015, The Astronomer’s Telegram #7079

[190] Vinkó, J., Sárneczky, K., Vida, K. 2015, The Astronomer’s Telegram #7543

[191] Vinkó, J. et al. 2015, ApJ 798, 12

[192] Wang, L. et al. 2003, ApJ 591, 1110

[193] Wang, X. et al. 2005, ApJ 626, 89

[194] Webb, N. A. et al. 2014, ApJL 780, L9

[195] Wheeler, J. C., Johnson, V., & Clocchiatti, A. 2015, MNRAS 450, 1295

[196] Woosley, S., Heger, A., Weaver, T.A. 2002, Rev. Modern Physics 74, 1015

[197] Woosley, S., Janka, T. 2005, Nature Physics 1, 147

[198] Woosley, S. 2010, ApJ 719, 204

[199] Yuan, F. et al. 2010, ApJ 715, 1338

149